CN101317279B - 在比超导温度Tc高的温度下操作超导体的方法 - Google Patents

Abstract

一种在T_c ^*到T_c的范围的温度T_c(i)、在其超导态操作超导体的方法，其中T_c ^*大于所述超导体的超导温度T_c，所述方法包含：冷却所述超导体到温度T_c以下；在超导体已经进入超导态后施加能量到所述超导体。所述能量对应于量子能量hv，其在小于E₀的最小能量到小于E₀的范围，其中E₀为所述超导体的两维激励结合能基态。然后冷却所述超导体到所选择的温度T_c(i)。所述最小能量为E₀的8/9。

Description

在比超导温度Tc高的温度下操作超导体的方法

背景和公开内容

本公开广泛地涉及超导体，更具体地涉及调整超导体的超导温度T_c到高于T_c的温度的方法和装置。

在从T_c ^*到T_c的范围的温度T_c(i)(其中，T_c ^*大于超导体的超导温度T_c)，操作处于其超导态的超导体的方法包括：在所述超导体进入到超导态后，冷却所述超导体到温度T_c以下，并对所述超导体施加能量。所述能量对应于量子能量hv，其在小于E₀的最小能量到小于E₀的范围，其中E₀为所述超导体的两维激励结合能的基态。接着冷却所述超导体到选择的温度T_c(i)。所述最小能量为E₀的8/9。

由光源施加所述能量，所述光源可以为脉冲。所述超导体在温度T_c或更低的温度下冷却，直到所述超导体的温度降低到低于所述冷却温度。所述超导体在温度T_c或更低的温度下冷却，直到产生了足够数量的稳定全局局域化激子来维持超导态。

在所述冷却温度升高到T_c之上之前、或在所述冷却温度升高到T_c之上并且在失去超导态之前，可以施加所述能量。所述能量E₀是空穴密度的分数(the fraction of hole density)n的函数，其中空穴密度的分数n随着超导材料变化而变化。

当结合附图考虑时，从本公开的以下的详细描述，本公开的这些和其它方面将变得更加明显。

附图说明

图1为低于超导温度T_c时单位晶胞晶格的透视图；

图2为在双极转变过程中T_c接近T_c ^*时单位晶胞晶格的透视图；

图3为对于低于T_c的超导体，导带中空穴和价带中电子的电流密度的BG图；

图4为处于T_c的超导体的BG图；

图5为处于高于T_c温度的超导体的BG图；

图6为YBa₂Cu₃O₇在T_c和T_c ^*时电阻对于温度的曲线图；

图7为第一个实验使用的装置；

图8为YBCO的第三个实验的磁化率对于温度的曲线图；

图9为第六个实验的缺氧YBCO的电压对于温度的曲线图。

优选实施例的详细描述

自从发现高温铜酸盐超导体以来[2]，已经发现所述超导T_c值与其晶体结构中CuO₂层数相关联，最大可以达到3层。除了这一特征之外，T_c还根据空穴载流子密度以反抛物线形式变化。除了T_c，激子增强机制(EEM，Excitonic Enhancement Mechanism，激子增强机制)模型也可以预测在正常和超导相中的其它新特性，如在混合态量子霍耳效应中观察到的符号改变[3]和热力电子动力(thermal electric power)[4]。

所述EEM理论本质上基于来自位于CuO₂层上的氧离子的本征部分填充的“p”价带VB和Ba/Sr离子的空“s”导带CB之间的双极带间交互所用。因为这种带间交互作用，产生了本征电子带结构的显著重正化，并且在带隙G中引入了激子能级。事实上，带隙中激子能级在CuO₂晶体中也产生[5]。

在HTS铜酸盐中，依照EEM，所述激子基态能级ε₀仅仅高于价带VB，而且重正化后的空穴带有强烈的空间依赖[1]，如图3所示。因为这个特征，发现很多在VB中占据的“p”电子位于单元晶胞的a、b轴，在带隙G内从激子基态能级分开了G^*。当G^*达到100K的量级时，这些“p”电子可以被热激励进入G^*能级。如果这个发生，形成了具有超过热波动的结合能的全局局域化激子。这些玻色(Bosonic)激子现在可以被移动空穴用作交换粒子来形成库柏对，类似于低温超导体的声子机制。因为激子具有类似于声子的受激能级，并且有足够数量这样的受激激子保持稳定，所以T_c可以增高。

所述重正化后的能带谱λ₂由

${\mathrm{\λ}}_2={\mathrm{\ϵ}}_F^{*}-{\mathrm{\ϵ}}_a-{\mathrm{\Δ}}_{\mathrm{ps}}---\left(1\right)$

给出。其中ε_a为空穴动能，ε_F ^*为重正化的费米能，其如图4所示切入VB。

${\mathrm{\ϵ}}_F^{*}={\mathrm{\ϵ}}_F-\frac{{\mathrm{\Δ}}_{\mathrm{dlp}}^2}{{\mathrm{\ϵ}}_F+G^{*}}---\left(2\right)$

Δ_dlp为所述空间依赖双极转变矩阵[详情见参考文献[1]中的eq.(3.35)]，G^*为所述重正化的带隙。

G^*＝G-E₀                                   (3)

所述数值E0是两维激子结合能的基态，因此

$E_0=\frac{16R{m}^{*}}{{\mathrm{\ϵ}}^2}{n}^2---\left(4\right)$

其中R是里德伯(Rydberg)常数，ε为带间介电常数，m^*为有效减少的质量，n为“p”空穴密度的分数。空穴密度的分数n随着超导材料的变化而变化。例如，铜酸盐中氧含量的变化改变能量E0。明显的，所述两维激子具有在重正化带带隙内的受激能级。这些能级由

$G_m^{*}=G-E_m---\left(5\right)$

给出。其中

$E_m=\frac{E_0}{{(2m+1)}^2},m=\mathrm{1,2},...---\left(6\right)$

这些较高能级为高于VB的eV量级，并且不能通过热激励达到。

最后，所述虚能隙Δps[见参考文献[1]的eq(3.40)]为正，但在ε_F ^*消失。

所述Δdip的空间依赖形式[见参考文献[1]的eq(3.37)]

${\mathrm{\Δ}}_{\mathrm{dlp}}^2={\mathrm{\Δ}}_{\left(0\right)}^2[1-\sin 2\mathrm{\φ}]={\mathrm{\Δ}}_{\left(0\right)}^2\frac{\mathrm{\π}-2}{\mathrm{\π}}---\left(7\right)$

其中φ为在a-b平面中从晶胞的a轴测量出的角度。清楚的是，如公式(2)所示的重正化后的空穴费米能ε_F ^*，沿着a、b轴从最大ε_F到最小 ${\mathrm{\ϵ}}_F-\frac{{\mathrm{\Δ}}_{\left(0\right)}^2}{{\mathrm{\ϵ}}_{F+G^{*}}}$ 变化。换句话说，所述空穴密度沿着晶胞的对角线最大，沿着a、b轴最小，类似放置在矩形容器中的具有表面张力的流体，所述容器的壁由ac和bc表面给出。这样的流体将具有在a和b交截的中心最低且在壁最高的流体表面。所述最低点和最高表面点之间的差由表面张力决定。如果从流体表面最低处测量的容器壁的高度，小于表面张力所需的差，则流体将会漫过壁，直到达到新的平衡水平。

如果系统温度T为G^*的量级，则对于VB中的“p”电子，是沿着a、b轴的那些首先激励到激子基态能级G^*。但是，将电子热激励进入G^*并不意味着形成了稳定的激子。当且仅当激子的结合能超过了最初生成它们的热波动时激子才稳定。只有满足这个条件，才将在结构内出现局域化激子的全局形成，十分类似声子格。因为激子是玻色子，当与移动空穴结合后可以取代声子，并且引起空穴-空穴库柏对，从而产生超导性。

为了基于激子交换得到T_c，所述激子的激发能[见参考文献[1]的eq(3.15)]由λ₃减去激子对晶格的结合能给出。

其中

${\mathrm{\λ}}_3=G^{*}+{\mathrm{\ϵ}}_F^{*}+\frac{2{\mathrm{\Δ}}_{\mathrm{dlp}}^2}{{\mathrm{\ϵ}}_F+G^{*}}---\left(9\right)$

注意，激子对晶格的绑定沿着a、b轴消失。其所述空间平均值为eV的量级，并且在超导相十分稳定。因此在正常相，发生了使被束缚激子不稳定的水平热波动。因为系统的激子能级在带隙内，这意味着这样的激子被局部化或被束缚在晶格上。因此，当激子离开被去局部化时，其将分解为自由电子和自由空穴。正常相的这种情景带来双载流子模型[6]。

所述束缚激子的激励能

现在代替了在库柏对BCS能带宽度中的所述德拜声子能量

其中J为耦合强度，N^* _F为空穴费米面密度。

因为所述超导温度T_c直接与所述BCS带隙Δ_BCS成正比，因此对于铜酸盐，T_c与所述激子激励能成正比。正是这个特征允许EEM来解释T_c对空穴密度的依赖[更多细节见参考文献[1]]。当激子被光学激励到其第一激发能级，则Δ_BCS也会增高，因为被

取代。

激励所述激子进入第一激发能级所需的最小光激励为：

${\mathrm{h\γ}}_1=\frac{8}{9}{E}_0---\left(12\right)$

当hv₁为1eV的量级时，所述光子波长远比晶体晶胞维度大。因此当所述系统被这些红外光子泵浦时，具有最高能级的电子被激励。根据系统的物理相不同，这些电子所处的状态不同。假设所述系统的温度T低于T_c，这意味着已经形成了稳定的基态激子，则所述光子必须直接激励所述激子进入能级G^*(1)，如图5所示。

$G^{*}\left(1\right)=G-\frac{E_0}{9}---\left(13\right)$

这又改变了重正化费米能到

$E_F^{*}\left(1\right)={\mathrm{\ϵ}}_F-\frac{{\mathrm{\Δ}}_{\mathrm{dlp}}^2}{{\mathrm{\ϵ}}_F+G^{*}\left(1\right)}---\left(14\right)$

接着上述关于T_c与交换激子激励能

成正比的讨论，并且假设J和N^* _F保持相对不变，所述T_c对T_c ^*的增量可以使用比率估算。

对YBa₂Cu₃O₇，T_c＝93K，下面讨论的实验获得至少170K的T_c ^*，这是一个大的增加。所述曲线图在图6中呈现。

对于高于T_c的系统温度T，这意味着其处于正常相，没有形成稳定的激子。为了增加占据所述激子G^*(1)能级的数量，所述“p”电子必须直接在a、b轴上激励到这个能级。这样直接激励所需的光子能量为

所述额外热能G^*代表在低于T_c温度形成激子晶格的能量。所述激子的晶格必须在转变到超导相之前发生。实际上，特定的热测量应当揭露出这样的晶格相转变温度稍稍高于T_c。因此，在获取光学泵浦的T_c ^*时，我们必须也在所述系统中具有全局激子的形成来导致移动空穴的库柏对。因此，关键的是，在HTS材料的整个表面上均匀地吸收足够的光子，使得实现T_c ^*。

通常的所述束缚到晶格的受激激子状态是不稳定的，但是可以通过持续的光泵浦来保持数量。这样，通过移动空穴对的该受激激子的交换可以再次形成和或维持库柏对，导致超导相或态的维持，若T低于T_c ^*。

最后，让我们研究通过光泵浦的受激激子平衡数量。假设N(0)是所述系统中激子的最大允许数量密度。N(t)为时间t时的受激激子数量密度。

$\frac{\mathrm{dN}}{\mathrm{dt}}={\mathrm{\α}}_1(N\left(0\right)-N)-\mathrm{\βN}---\left(17\right)$

于是，其中α₁为依赖光强度的激励率，β为所述受激状态的自然释放率：

$N\left(t\right)=\frac{{\mathrm{\α}}_1}{{\mathrm{\α}}_1+\mathrm{\β}}N\left(0\right)[1-e^{-({\mathrm{\α}}_1+\mathrm{\β})t}]---\left(18\right)$

因为α₁随光强度增加，而β为与光强无关的释放率，因此通过增加束强度，超导转变温度T_c ^*的锐利度则必须为可调整的。注意，所述光线同时引起所述整个系统的加热。如果加热速度超过了到外界热浴的降温速度，则所述超导相不能是稳定的。尽管如此，原则上通过光激励，在温度T_c ^*的超导性应当是可获得的。然而，因为所述系统和其周边热浴的热平衡，一个增强的超导系统可以在稍低于T_c ^*的温度操作。准确的温度依赖于光强。从技术上，通过将超导标本包括在一光纤内，并且在所述光纤照射激光，从而产生这样T_c ^*超导体更有效，由此减少光子损失。

如激子可以被激励，其也可以被破坏。为了破坏激子，所述超导体采用能量至少等于E₀的光子能量辐射。对所述YBCO系统，E₀大概为1eV。发表的值从1eV到1.09eV。当激子吸收这样的光子并且在所述超导带隙被破坏前，其激励能变成

所述激子沿ab晶胞对角线有最大能量值G+ε_F。对YBCO，所述值等于3eV。因此，如多位作者发表的，沿所述晶胞基部对角线，产生光发射的库柏对能隙为6eV，详细描述见参考文献[7]。这样的沿所述晶胞基部对角线的光发射并不意味着如所述的库柏对电荷仅沿对角线移动。那些著作中没有发表的是首先产生的1eV或E₀的光子的光吸收。

在现货供应的不贵重材料YBCO上进行实验来说明T_c的范围。由等式12所述的，引起所述增强的超导温度T_c ^*所需的波长边界的至少之一为8/9E₀。当E₀＝1.07eV，对于E₀，1159纳米波长的8/9相当于1300纳米。因此，所述实验使用波长在1300纳米到1160纳米范围的红外源来进行。依赖于所述源的准确性，例如，更高的能量范围或更短的波长将移动到1200纳米。BISCO和基于铊的高温超导体的范围将依赖于它们各自的E₀而变化。

尽管在上述例子中使用生成无尽循环数的8/9E₀来调节T_c，如下文的讨论，小于E₀的其他能级也可以产生增强的T_c ^*。

第一实验

一种实验的特定结构如图7所示。在壳体12的内部空间中提供一种超导材料YBCO。温度源14连接到两个圆柱体之间的壳体12。温度修改源14为液氮。光源16，例如可以是红外光源，通过指引所述光进入超导体10边缘的灯罩18耦合到壳体。电池20和电阻22通过导线24和26连接到所述超导材料10上。包括电压计30和电流计32的测量电路，也通过导体34和36连接到所述超导体10上。为了适当的毫伏和毫安测量，导体为铜/金导线。这是一个敞开的低温室。

第一实验的过程如下所示：

步骤1：在室温下，施加大约0.1毫安的电流。应当测量到有限的电压。接下来，所述温度源14保持所述超导体到液氮的温度。再施加0.1毫安电流，测量出的电压应该为零。

步骤2：通过允许液氮挥发修改温度源14以提升温度。在超导温度T_c，如图6所示，所述电压在T_c应跳起。

步骤3：在对应于8/9E₀的选择的波长施加光源16。重复使用液氮使温度低于T_c和允许温度升高的步骤。观察和测量从温度T_c到所述增强超导温度T_c ^*的电压。

对YBCO，初始T_c应该并且是93°K，并且观测到的T_c ^*为170°K。在T_c和T_c ^*温度之间在其超导态下操作超导体的能力由施加对于所选超导材料所需能量的波长引起。

进行附加的实验来测量EEM。在两个设置中使用的超导材料都是25mm直径、3mm厚的YBCO片。所述光源具有1300±50纳米波长并且与所述材料间隔25mm来提供适当的强度。

第二实验

设置浮置磁体：一5立方mm的磁体以钟摆形式悬挂于所述YBCO料片上方大致2mm距离。由两个嵌套的玻璃罐组成的低温恒温器在两个玻璃罐之间保持液氮。一T型热电偶用来测量包含YBCO的内玻璃罐中的温度。所有温度数据由Fluke RMS 187以摄氏测量。贯穿温度范围的迈斯纳(Meissner)效应的视觉数据由SONY handycam视频照相机记录。使用第二个相机在同时在TV和Fluke的测量中记录低温恒温器的环境。这样创建了所述实验的完整视频记录。所述IR源为在第一实验中描述的那样装配的LED(不相干光源)。所述光源施加到迈斯纳效应失效的点上。

浮置磁体结果：我们从室温开始并且磁体钟摆在料片上取中。获得T_c并且接着在155.78K前失去。

当所述IR在155.78K施加到YBCO上，其以下述方式起作用。所述钟摆在T_c ^*开始＝156.98K偏离中心向右移动。其通过T_c ^*半途＝165.78K进行到迈斯纳效应，并且到达在在迈斯纳的T_c ^*＝172.48K。但是当磁体完全离开料片到侧壁时，完全迈斯纳为在大约178K。在冷却到T_c的过程中，RT值的温度有一个10-12°K的差，这是因为热电偶没有在料片自身上而是在罐底部。一旦在接近T_c的温度下所述罐底部和所述料片靠近，则所述差仅为2到3°K。该T_c ^*值似乎指示导致增强的T_c和零磁化率的第一个足够大的激子数量。在177.58K时关闭光源。述磁体保持在迈斯纳位置(浮置)，直到T_c ^*＝185.5K。这个值接近T_c ^*2。值得注意的是，在迈斯纳中，浮置磁体温度在值188.4K(RT中的T^*2)和183.8K(RT中的T^*1)之间振动，与在所述RT实验中观测到的振动相关，该振动为激子(氢)谱。

第三实验

电阻对于温度RT的设置3由其表面上焊接了4点探针的25mm YBCO料片组成。两个外部导线是为了施加了0.5A的电流。两个内部导线是为了电压降的测量。中间的导线为如图7所示的电热偶。电源被电流限制并且在室温下的初始电压降为2到3mV。所述电压由Agilent micro-voltage34420A测量。所述IR源为如以前的第一实验设置的LED，其施加到迈斯纳效应失效的点上。

RT结果。当IR在155.78K施加到所述YBCO料片时，其以下述方式起作用。引入了大振动并且在接近T^*1、磁化率值为2处变平。下面接着更进一步的振动，导致在178.58K的T_c ^*1和零磁化率。这似乎指示了导致增强的T_c和零磁化率的第一个足够大的激子数量。接着该第一T_c ^*1再次更随着阻尼的振动，导致具有1.75的磁化率的第二平台T_c ^*2，该磁化率低于T^*的磁化率但是高于T_c ^*1的磁化率。T^*2接着单调下降到具有零磁化率的在185.58K的第二T_c ^*2。这似乎再一次指示导致第二增强的T_c和零磁化率的第二个足够大的激子数量。紧接着之后，该下降继续，但再次是短时间的快速振动区域，随后为阻尼下降，结束在具有1.5的磁化率平台的更减小的T^*3。该第三平台T^*3的磁化率小于第二台阶T^*2的磁化率，且远小于T^*1的磁化率。

这些结果在图8中清晰显示。当在T^*1前施加光时和在T^*3移除光时的大振动是单相材料的典型反应。同样，T^*1和T^*3之间的波动很小，但在图8中因为比例原因显得很大。

在大约189.38K，所述IR光源被移除，其比浮置磁体实验2中要高12°。这些结果可以从使用钟摆类型浮置磁体的独立的浮置磁体实验结果得到支持。

实验2和实验3的结果讨论

在T＞T_c时开始IP泵浦，我们观察到并且展示了激子可以被激励。因此，在IR光子能量8/9E₀＜hv＜E₀的情形，第一激励状态被稳定填充。当所述全局数量N超过了某一值，其引起空穴的库伯对。这导致超导性，只要T＜T_c ^*1，T_c ^*1为175K。在该温度范围(T)内，我们发现磁化率R＝0和迈斯纳效应。当温度T超过了T_c ^*1，库柏对被打破并且激子被解，因此再次进行IR激励。

在24/25E₀＜hv＜E₀的情形，我们现在增加占据所述第二激励能级的粒子数。这又导致超导相，其具有T_c ^*2～183K。仅仅高于T_c ^*1和T_c ^*2的光子吸收如预期般尖锐，导致尖锐的R(磁化率)波动，如图8所示。

因为IR源集中于所述料片的一部分并且该局域部分趋向于保持在最高可能T_c ^*值的超导相，T_c ^*为大约186K，所以迈斯纳效应没有显示出这些波动。原因是磁推斥可以归因于不连在一起的小区域，这只要施加＜hv＜E₀的IR就存在。

第四实验

这是使用实验2的设置进行的迈斯纳实验。所述料片被冷却到温度T_c或93K直到所述料片进入如磁体摆动标识的超导态。当进入到所述状态时所述料片的测量温度下降。一旦达到了超导态并且存在了足够数量的激子，打开所述光源并且提升温度。保持最大的迈斯纳效应直到温度186K。

第五实验

这是使用实验3的设置和实验4的步骤进行的电阻测量实验。所述料片被冷却到温度T_c或93K直到所述料片进入如电阻测量标识的超导态。一旦达到了超导态并且存在了足够数量的激子，打开所述光源并且提升温度。测量的电阻显示出了保持超导态直到186K的温度。

第六实验

这是使用缺氧YBCO薄膜的电阻测量实验，通过在封闭的Helium Janis低温容器内使用交流电压对于温度的测量来测量转变温度。YBCO是8mm×8mm×3000埃的Theva S型方块。使用100Khz DSP锁定放大器进行测量。实验进行了两次，一次没有光，另一次有如实验4和5般施加的光。转变温度显示增加了～17K，从T_c＝69.5K到T_c ^*＝86.5K。这些结果在图9中显示。所述T_c的增加虽然很小，但显示出恰是通过相同的EEM理论计算的值。众所周知，因为缺氧，该材料的T_c小于YBCO的T_c并且导致空穴密度的分数n下降。虽然YBCO的E₀低，最小能量或8/9E₀为1333nm，其处于所使用的光源的1300±50nm的范围内。

优选的是，在所述超导体已经进入超导态之后并且所述温度提升到高于T_c之前持续施加足够时间的光能来达到大量的激子。所述光能使激子保持稳定直到T_c ^*，因此处于超导态。如果在温度已经升到比T_c高之后施加光能，则保持稳定的激子减少，超导态结束的温度降低。尽管在施加光能的第三实验中显示了超导态，这将温度向T_c降低，这些状态在实验中不能保持稳定。

使用其中氧系数小于标准7的去氧YBCO的实验显示，通过照明，临界电流和约瑟夫逊(Josephson)结的传导率可以被增加。见参考文献[8]。这包括了在增加的温度的导电性和超导性，该增加的温度低于所述临界温度T_c，因为去氧YBCO的T_c低于标准YBCO的T_c。设想为，该观察归因于在弱链接中氧耗尽区域的光掺杂。本系统和实验在标准YBCO上进行，并且显示出对施加能量的特定范围和对应波长的显著大的响应。

实验显示，铊基的高温超导体也遵循同样的关系，因此它们也是可调节的。

光源16可以是通用激光或通过滤光器19改变其波长的光源。超导体10和光源16可以是电路的一部分，其中30和32为探测超导体材料进入和离开超导态的探测器。对于这样的装置有公知的应用。

尽管已经详细描述和示出了本公开，但是可以清楚地理解的是，这仅通过说明和例举的方式进行，而不应理解为限制的方式。本公开的范围仅通过所附权利要求书的条款来限定。

参考文献

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Claims (7)

1.一种在T_c ^*到T_c的范围的温度T_c(i)、在其超导态操作超导体的方法，其中T_c ^*大于所述超导体的超导温度T_c，所述方法包含：

初始冷却所述超导体到温度T_c以下；

在超导体已经进入超导态后施加能量到所述超导体，所述能量对应于量子能量hv，其在E₀的8/9到小于E₀的范围，其中E₀为所述超导体的两维激励结合能基态；以及

随后冷却所述超导体到所选择的温度T_c(i)。

2.权利要求1所述的方法，其中所述能量由光源施加。

3.权利要求1所述的方法，其中能量以脉冲施加。

4.权利要求1所述的方法，其中所述超导体在温度T_c或更低的温度下冷却，直到产生了足够数量的稳定全局局域化激子来维持所述超导态。

5.权利要求1所述的方法，其中在所述初始冷却的温度升高到T_c以上之前施加所述能量。

6.权利要求1所述的方法，其中在所述初始冷却的温度升高到T_c以上并且在失去超导态之前施加所述能量。

7.权利要求1所述的方法，其中E₀是空穴密度的分数n的函数，其空穴密度的分数n随着超导材料变化而变化。

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