專利名稱：在比超導(dǎo)溫度T_c高的溫度下操作超導(dǎo)體的方法
在比超導(dǎo)溫度Te高的溫度下操作超導(dǎo)體的方法背景和公開內(nèi)容本公開廣泛地涉及超導(dǎo)體，更具體地涉及調(diào)整超導(dǎo)體的超導(dǎo)溫度7:到 高于Tc的溫度的方法和裝置。在從T/到Tc的范圍的溫度Tc(i)(其中，T/大于超導(dǎo)體的超導(dǎo)溫度Tci， 操作處于其超導(dǎo)態(tài)的超導(dǎo)體的方法包括在所述超導(dǎo)體進入到超導(dǎo)態(tài)后， 冷卻所述超導(dǎo)體到溫度Te以下，并對所述超導(dǎo)體施加能量。所述能量對應(yīng) 于量子能量^，其在小于Eo的最小能量到小于E(,的范圍，其中t:(,為所述 超導(dǎo)體的兩維激勵結(jié)合能的基態(tài)。接著冷卻所述超導(dǎo)體到選擇的溫度Tc(i)。 所述最小能量為E。的8/9。由光源施加所述能量，所述光源可以為脈沖。所述超導(dǎo)體在溫度Tc或 更低的溫度下冷卻，直到所述超導(dǎo)體的溫度降低到低于所述冷卻溫度。所 述超導(dǎo)體在溫度Te或更低的溫度下冷卻，直到產(chǎn)生了足夠數(shù)量的穩(wěn)定全局 局域化激子來維持超導(dǎo)態(tài)。在所述冷卻溫度升高到Tc之上之前、或在所述冷卻溫度升高到Te之上 并且在失去超導(dǎo)態(tài)之前，可以施加所述能量。所述能量Eo是空穴密度的分 數(shù)(the fraction of hole density ) n的函數(shù)，其中空穴密度的分數(shù)n隨著超導(dǎo) 材料變化而變化。當(dāng)結(jié)合附圖考慮時，從本公開的以下的詳細描述，本公開的這些和其 它方面將變得更加明顯。


圖1為低于超導(dǎo)溫度Tc時單位晶胞晶格的透視圖； 圖2為在雙極轉(zhuǎn)變過程中Tc接近lV時單位晶胞晶格的透視圖； 圖3為對于低于Te的超導(dǎo)體，導(dǎo)帶中空穴和價帶中電子的電流密度的 BG圖；圖4為處于l的超導(dǎo)體的BG圖；圖5為處于高于Tc溫度的超導(dǎo)體的BG圖；圖6為YBa2Cu307在Tc和T^時電阻對于溫度的曲線圖； 圖7為第一個實驗使用的裝置；
圖8為YBCO的第三個實驗的磁化率對于溫度的曲線圖； 圖9為第六個實驗的缺氧YBCO的電壓對于溫度的曲線圖。
優(yōu)選實施例的詳細描述
自從發(fā)現(xiàn)高溫銅酸鹽超導(dǎo)體以來[2]，已經(jīng)發(fā)現(xiàn)所述超導(dǎo)Te值與其晶體 結(jié)構(gòu)中Cu02層數(shù)相關(guān)聯(lián)，最大可以達到3層。除了這一特征之外，T,.還根 據(jù)空穴載流子密度以反拋物線形式變化。除了 Te，激子增強機制(REM, Excitonic Enhancement Mechanism，激子增強機制)模型也可以預(yù)測在正常 和超導(dǎo)相中的其它新特性，如在混合態(tài)量子霍耳效應(yīng)中觀察到的符號改變13 j 和熱力電子動力(thermal electric power ) [4]。
所述EEM理論本質(zhì)上基于來自位于Cu02層上的氧離子的本征部分填 充的"p"價帶VB和Ba/Sr離子的空"s"導(dǎo)帶CB之間的雙極帶間交互所 用。因為這種帶間交互作用，產(chǎn)生了本征電子帶結(jié)構(gòu)的顯著重正化，并且 在帶隙G中引入了激子能級。事實上，帶隙中激子能級在Cu02晶體中也產(chǎn) i「5]。
在HTS銅酸鹽中，依照EEM,所述激子基態(tài)能級eo僅僅高于價帶VB， 而且重正化后的空穴帶有強烈的空間依賴[l]，如圖3所示。因為這個特征， 發(fā)現(xiàn)很多在VB中占據(jù)的"p"電子位于單元晶胞的a、 b軸，在帶隙G內(nèi) 從激子基態(tài)能級分開了 G*。當(dāng)G+達到100K的量級時，這些"p"電子可 以被熱激勵進入Gf能級。如果這個發(fā)生，形成了具有超過熱波動的結(jié)合能 的全局局域化激子。這些玻色(Bosonic)激子現(xiàn)在可以被移動空穴用作交 換粒子來形成庫柏對，類似于低溫超導(dǎo)體的聲子機制。因為激子具有類似 于聲子的受激能級，并且有足夠數(shù)量這樣的受激激子保持穩(wěn)定，所以l可 以增高。
所述重正化后的能帶譜入2由
<formula>formula see original document page 4</formula>給出。其中s"為空穴動能，^為重正化的費米能，其如圖4所示切入VB。
(2)A母為所述空間依賴雙極轉(zhuǎn)變矩陣[詳情見參考文獻[l]中的eq.(3.35)]，
G承為所述重正化的帶隙。
<formula>formula see original document page 5</formula>(3)
所述數(shù)值EO是兩維激子結(jié)合能的基態(tài)，因此<formula>formula see original document page 5</formula> (4) 其中R是里德伯(Rydberg)常數(shù)，s為帶間介電常數(shù)，111*為有效減少的質(zhì) 量，n為"p，，空穴密度的分數(shù)?？昭芏鹊姆謹?shù)n隨著超導(dǎo)材料的變化而 變化。例如，銅酸鹽中氧含量的變化改變能量E0。明顯的，所述兩維激子 具有在重正化帶帶隙內(nèi)的受激能級。這些能級由
G:'=G-￡'" (5) 給出。其中
<formula>formula see original document page 5</formula> (6)
這些較高能級為高于VB的eV量級，并且不能通過熱激勵達到。 最后，所述虛能隙Aps[見參考文獻[l]的叫(3.40)]為正，但在。'消失。 所述Adip的空間依賴形式[見參考文獻[l]的叫(3.37)]
<formula>formula see original document page 5</formula>(7)
其中-為在a-b平面中從晶胞的a軸測量出的角度。清楚的是，如公式(2)<formula>formula see original document page 5</formula>
所示的重正化后的空穴費米能。'，沿著a、 b軸從最大。到最小 變 化。換句話說，所述空穴密度沿著晶胞的對角線最大，沿著a、 b軸最小， 類似放置在矩形容器中的具有表面張力的流體，所述容器的壁由ac和bc 表面給出。這樣的流體將具有在a和b交截的中心最低且在壁最高的流體表 面。所述最低點和最高表面點之間的差由表面張力決定。如果從流體表面 最低處測量的容器壁的高度，小于表面張力所需的差，則流體將會漫過壁， 直到達到新的平衡水平。
如果系統(tǒng)溫度T為G^的量級，則對于VB中的"p'，電子，是沿著a、
b軸的那些首先激勵到激子基態(tài)能級C,。但是，將電子熱激勵進入C/并不
意味著形成了穩(wěn)定的激子。當(dāng)且僅當(dāng)激子的結(jié)合能超過了最初生成它們的
熱波動時激子才穩(wěn)定。只有滿足這個條件，才將在結(jié)構(gòu)內(nèi)出現(xiàn)局域化激子
的全局形成，十分類似聲子格。因為激子是玻色子，當(dāng)與移動空穴結(jié)合后可以取代聲子，并且引起空穴-空穴庫柏對，從而產(chǎn)生超導(dǎo)性。
為了基于激子交換得到Te,所述激子的激發(fā)能[見參考文獻[l]的
eq(3.15)]由入3減去激子對晶格的結(jié)合能給出。<formula>formula see original document page 6</formula>其中
2A2
。+ G' (9) 注意，激子對晶格的綁定沿著a、 b軸消失。其所述空間平均值為eV 的量級，并且在超導(dǎo)相十分穩(wěn)定。因此在正常相，發(fā)生了使被束縛激子不 穩(wěn)定的水平熱波動。因為系統(tǒng)的激子能級在帶隙內(nèi)，這意味著這樣的激子 被局部化或被束縛在晶格上。因此，當(dāng)激子離開被去局部化時，其將分解 為自由電子和自由空穴。正常相的這種情景帶來雙載流子模型[6]。
所述束縛激子的激勵能力D現(xiàn)在代替了在庫柏對BCS能帶寬度中的所 述德拜聲子能量<formula>formula see original document page 6</formula>
(10)
其中J為耦合強度，N 為空穴費米面密度。
因為所述超導(dǎo)溫度Tc直接與所述BCS帶隙Abcs成正比，因此對于銅 酸鹽，T,.與所述激子激勵能成正比。正是這個特征允許EEM來解釋'I:對空 穴密度的依賴[更多細節(jié)見參考文獻[l]]。當(dāng)激子被光學(xué)激勵到其第一激發(fā)能 級，則Abcs也會増高，因為力Q被<formula>formula see original document page 6</formula> 取代。
激勵所述激子進入第 一 激發(fā)能級所需的最小光激勵為 <formula>formula see original document page 6</formula> (12)
當(dāng)h為leV的量級時，所述光子波長遠比晶體晶胞維度大。因此當(dāng)所 述系統(tǒng)被這些紅外光子泵浦時，具有最高能級的電子被激勵。根據(jù)系統(tǒng)的 物理相不同，這些電子所處的狀態(tài)不同。假設(shè)所述系統(tǒng)的溫度T低于Tc， 這意味著已經(jīng)形成了穩(wěn)定的基態(tài)激子，則所述光子必須直接激勵所述激子 進入能級G、1),如圖5所示。<formula>formula see original document page 7</formula>= (13)
這又改變了重正化費米能到
<formula>formula see original document page 7</formula>接著上述關(guān)于Te與交換激子激勵能④,成正比的討論，并且假設(shè)J和
N、保持相對不變，所述Te對T/的增量可以使用比率估算。<formula>formula see original document page 7</formula>(15)
對YBa2Cu30"/, TC=93K,下面討論的實驗獲得至少170K的T二這是 一個大的增加。所述曲線圖在圖6中呈現(xiàn)。
對于高于Te的系統(tǒng)溫度T，這意味著其處于正常相，沒有形成穩(wěn)定的 激子。為了增加占據(jù)所述激子G、1)能級的數(shù)量，所述"p"電子必須直接在 a、 b軸上激勵到這個能級。這樣直接激勵所需的光子能量為
船;=*￡。+<7* =叫 (16)
所述額外熱能G+代表在低于Te溫度形成激子晶格的能量。所述激子的
晶格必須在轉(zhuǎn)變到超導(dǎo)相之前發(fā)生。實際上，特定的熱測量應(yīng)當(dāng)揭露出這
樣的晶格相轉(zhuǎn)變溫度稍稍高于Te。因此，在獲取光學(xué)泵浦的T/時，我們必 須也在所述系統(tǒng)中具有全局激子的形成來導(dǎo)致移動空穴的庫柏對。因此，
關(guān)鍵的是，在HTS材料的整個表面上均勻地吸收足夠的光子，使得實現(xiàn)Tc+ 。 通常的所述束縛到晶格的受激激子狀態(tài)是不穩(wěn)定的，但是可以通過持
續(xù)的光泵浦來保持數(shù)量。這樣，通過移動空穴對的該受激激子的交換可以
再次形成和或維持庫柏對，導(dǎo)致超導(dǎo)相或態(tài)的維持，若T低于T/。
最后，讓我們研究通過光泵浦的受激激子平衡數(shù)量。假設(shè)N(0)是所述
系統(tǒng)中激子的最大允許數(shù)量密度。N(t)為時間t時的受激激子數(shù)量密度。 ^ = ^(0)-AO-/W (17)
于是，其中",為依賴光強度的激勵率，/ 為所述受激狀態(tài)的自然釋放
率
<formula>formula see original document page 7</formula>因為^隨光強度增加，而/ 為與光強無關(guān)的釋放率，因此通過增加束 強度，超導(dǎo)轉(zhuǎn)變溫度T/的銳利度則必須為可調(diào)整的。注意，所述光線同時引起所述整個系統(tǒng)的加熱。如果加熱速度超過了到外界熱浴的降溫速度， 則所述超導(dǎo)相不能是穩(wěn)定的。盡管如此，原則上通過光激勵，在溫度T/的 超導(dǎo)性應(yīng)當(dāng)是可獲得的。然而，因為所述系統(tǒng)和其周邊熱浴的熱平衡，一 個增強的超導(dǎo)系統(tǒng)可以在稍低于T/的溫度操作。準確的溫度依賴于光強。 從技術(shù)上，通過將超導(dǎo)標本包括在一光纖內(nèi)，并且在所述光纖照射激光， 從而產(chǎn)生這樣lV超導(dǎo)體更有效，由此減少光子損失。
如激子可以被激勵，其也可以被破壞。為了破壞激子，所述超導(dǎo)體采
用能量至少等于Eo的光子能量輻射。對所述YBCO系統(tǒng)，Eo大概為leV。 破壞前，其激勵能變成
所述激子沿ab晶胞對角線有最大能量值G + 。..。對YBCO，所述值等 于3eV。因此，如多位作者發(fā)表的，沿所述晶胞基部對角線，產(chǎn)生光發(fā)射的 庫柏對能隙為6eV,詳細描述見參考文獻[7]。這樣的沿所述晶胞基部對角 線的光發(fā)射并不意味著如所述的庫柏對電荷僅沿對角線移動。那些著作中 沒有發(fā)表的是首先產(chǎn)生的1 eV或E。的光子的光吸收。
在現(xiàn)貨供應(yīng)的不貴重材料YBCO上進行實驗來說明Tc的范圍。由等式 12所述的，引起所述增強的超導(dǎo)溫度TV所需的波長邊界的至少之一為 8/9E0。當(dāng)E0=1.07eV，對于E0, 1159納米波長的8/9相當(dāng)于1300納米。因 此，所述實驗使用波長在1300納米到1160納米范圍的紅外源來進行。依 賴于所述源的準確性，例如，更高的能量范圍或更短的波長將移動到1200 納米。BISCO和基于鉈的高溫超導(dǎo)體的范圍將依賴于它們各自的E()而變化。
盡管在上述例子中使用生成無盡循環(huán)數(shù)的8/9Eo來調(diào)節(jié)Te，如下文的討 論，小于Eo的其他能級也可以產(chǎn)生增強的T二
第一實驗
一種實驗的特定結(jié)構(gòu)如圖7所示。在殼體12的內(nèi)部空間中提供一種超 導(dǎo)材料YBCO。溫度源14連接到兩個圓柱體之間的殼體12。溫度修改源 14為液氮。光源16,例如可以是紅外光源，通過指引所述光進入超導(dǎo)體10 邊緣的燈罩18耦合到殼體。電池20和電阻22通過導(dǎo)線24和26連接到所 述超導(dǎo)材料10上。包括電壓計30和電流計32的測量電^^，也通過導(dǎo)體34和36連接到所述超導(dǎo)體10上。為了適當(dāng)?shù)暮练秃涟矞y量，導(dǎo)體為銅/金 導(dǎo)線。這是一個敞開的低溫室。
第一實驗的過程如下所示
步驟l:在室溫下，施加大約O.l毫安的電流。應(yīng)當(dāng)測量到有限的電壓。 接下來，所述溫度源14保持所述超導(dǎo)體到液氮的溫度。再施加0.1毫安電 流, 測量出的電壓應(yīng)該為零。
步驟2:通過允許液氮揮發(fā)修改溫度源14以提升溫度。在超導(dǎo)溫度Tc， 如圖6所示，所述電壓在Tc應(yīng)跳起。
步驟3:在對應(yīng)于8/9E。的選擇的波長施加光源16。重復(fù)使用液氮使溫 度低于Te和允許溫度升高的步驟。觀察和測量從溫度Te到所述增強超導(dǎo)溫 度lV的電壓。
對YBCO，初始Tc應(yīng)該并且是93°K，并且)t見測到的T^為170 ('K。在 Tc和T/溫度之間在其超導(dǎo)態(tài)下操作超導(dǎo)體的能力由施加對于所選超導(dǎo)材料 所需能量的波長引起。
進行附加的實驗來測量EEM。在兩個設(shè)置中使用的超導(dǎo)材料都是25 mm直徑、3mm厚的YBCO片。所述光源具有1300 ± 50納米波長并且與所 述材料間隔25 mm來提供適當(dāng)?shù)膹姸取?br> 第二實驗
設(shè)置浮置磁體一 5立方mm的磁體以鐘擺形式懸掛于所述YBCO料 片上方大致2 mm距離。由兩個嵌套的玻璃罐組成的低溫恒溫器在兩個玻璃 罐之間保持液氮。一 T型熱電偶用來測量包含YBCO的內(nèi)玻璃罐中的溫度。 所有溫度數(shù)據(jù)由Fluke RMS 187以攝氏測量。貫穿溫度范圍的邁斯納 (Meissner)效應(yīng)的視覺數(shù)據(jù)由SONY handycam視頻照相機記錄。使用第 二個相機在同時在TV和Fluke的測量中記錄低溫恒溫器的環(huán)境。這樣創(chuàng)建 了所述實驗的完整視頻記錄。所述IR源為在第一實驗中描述的那樣裝配的 LED (不相干光源)。所述光源施加到邁斯納效應(yīng)失效的點上。
浮置磁體結(jié)果我們從室溫開始并且磁體鐘擺在料片上取中。獲得Tc 并且接著在155.78K前失去。
當(dāng)所述IR在155.78K施加到Y(jié)BCO上，其以下述方式起作用。所述鐘 擺在T^開始二156.98K偏離中心向右移動。其通過T^半途- 165.78K進行 到邁斯納效應(yīng)，并且到達在在邁斯納的T/=172.48K。但是當(dāng)磁體完全離開料片到側(cè)壁時，完全邁斯納為在大約178K。在冷卻到Te的過程中，RT值 的溫度有一個10-12°K的差，這是因為熱電偶沒有在料片自身上而是在罐底部。
一旦在接近Te的溫度下所述罐底部和所述料片靠近，則所述差僅為2到3°K。該T/值似乎指示導(dǎo)致增強的Te和零磁化率的第一個足夠大的激子 數(shù)量。在177.58K時關(guān)閉光源。述磁體保持在邁斯納位置(浮置)，直到 Tc^l85.5K。這個值接近lV2。值得注意的是，在邁斯納中，浮置磁體溫度 在值188.4K ( RT中的T*2 )和183.8K ( RT中的T")之間振動，與在所述 RT實驗中觀測到的振動相關(guān)，該振動為激子(氫)諳。 第三實驗電阻對于溫度RT的設(shè)置3由其表面上焊接了 4點探針的25 mm YBCO 料片組成。兩個外部導(dǎo)線是為了施加了 0.5A的電流。兩個內(nèi)部導(dǎo)線是為了 電壓降的測量。中間的導(dǎo)線為如圖7所示的電熱偶。電源被電流限制并且 在室溫下的初始電壓降為2到3 mV。所述電壓由Agilent micro-voltage 34420A測量。所迷IR源為如以前的第一實驗設(shè)置的LED,其施加到邁斯 納效應(yīng)失效的點上。RT結(jié)果。當(dāng)IR在155.78K施加到所述YBCO料片時，其以下述方式 起作用。引入了大振動并且在接近f 1、磁化率值為2處變平。下面接著更 進一步的振動，導(dǎo)致在178.58K的Te*l和零磁化率。這似乎指示了導(dǎo)致增 強的Te和零磁化率的第一個足夠大的激子數(shù)量。接著該第一 Te*l再次更隨 著阻尼的振動，導(dǎo)致具有1.75的磁化率的第二平臺T^2，該磁化率低于 的磁化率但是高于Te、的磁化率。f 2接著單調(diào)下降到具有零磁化率的在 185.58K的第二7^2。這似乎再一次指示導(dǎo)致第二增強的Te和零磁化率的第 二個足夠大的激子數(shù)量。緊接著之后，該下降繼續(xù)，但再次是短時間的快 速振動區(qū)域，隨后為阻尼下降，結(jié)束在具有1.5的磁化率平臺的更減小的 T、。該第三平臺T*3的磁化率小于第二臺階T、的磁化率，且遠小于T、 的磁化率。
這些結(jié)果在圖8中清晰顯示。當(dāng)在T"前施加光時和在丁*3移除光時的 大振動是單相材料的典型反應(yīng)。同樣，T*l和T、之間的波動很小，但在圖 8中因為比例原因顯得很大。在大約189.38K，所述IR光源被移除，其比浮置磁體實驗2中要高12°。 這些結(jié)果可以從使用鐘擺類型浮置磁體的獨立的浮置磁體實驗結(jié)果得到支持。實驗2和實驗3的結(jié)果討論在TVTe時開始IP泵浦，我們觀察到并且展示了激子可以被激勵。因 此，在IR光子能量8/9Eo〈/n^E()的情形，第一激勵狀態(tài)被穩(wěn)定填充。當(dāng)所 述全局數(shù)量N超過了某一值，其引起空穴的庫伯對。這導(dǎo)致超導(dǎo)性，只要 T<TC*1， Tc、為175K。在該溫度范圍(T)內(nèi)，我們發(fā)現(xiàn)磁化率R=0和邁 斯納效應(yīng)。當(dāng)溫度T超過了 Tc*l，庫柏對被打破并且激子被解，因此再次 進行IR激勵。在24/25E()〈/n^E。的情形，我們現(xiàn)在增加占據(jù)所述第二激勵能級的粒子 數(shù)。這又導(dǎo)致超導(dǎo)相，其具有T/2 183K。僅僅高于T/1和T^2的光子吸 收如預(yù)期般尖銳，導(dǎo)致尖銳的R (磁化率)波動，如圖8所示。因為IR源集中于所述料片的一部分并且該局域部分趨向于保持在最高 可能T/值的超導(dǎo)相，T^為大約186K,所以邁斯納效應(yīng)沒有顯示出這些波 動。原因是磁推斥可以歸因于不連在一起的小區(qū)域，這只要施加〈/n，〈Eo的 IR就存在。第四實驗 .這是使用實驗2的設(shè)置進行的邁斯納實驗。所述料片被冷卻到溫度Tc 或93K直到所述料片進入如磁體擺動標識的超導(dǎo)態(tài)。當(dāng)進入到所述狀態(tài)時 所述料片的測量溫度下降。 一旦達到了超導(dǎo)態(tài)并且存在了足夠數(shù)量的激子， 打開所述光源并且提升溫度。保持最大的邁斯納效應(yīng)直到溫度186K。第五實驗這是使用實驗3的設(shè)置和實驗4的步驟進行的電阻測量實驗。所述料 片被冷卻到溫度Tc或93K直到所述料片進入如電阻測量標識的超導(dǎo)態(tài)。一 旦達到了超導(dǎo)態(tài)并且存在了足夠數(shù)量的激子，打開所述光源并且提升溫度。 測量的電阻顯示出了保持超導(dǎo)態(tài)直到186K的溫度。第六實驗這是使用缺氧YBCO薄膜的電阻測量實驗，通過在封閉的Helium Janis 低溫容器內(nèi)使用交流電壓對于溫度的測量來測量轉(zhuǎn)變溫度。YBCO是8 mm x 8 mm x 3000埃的Theva S型方塊。使用100 Khz DSP鎖定放大器進行測 量。實驗進行了兩次， 一次沒有光，另一次有如實驗4和5般施加的光。 轉(zhuǎn)變溫度顯示增加了 17K，從TC=69.5K到TC*=86.5K。這些結(jié)果在圖9中顯示。所述Tc的增加雖然很小，但顯示出恰是通過相同的EEM理論計算的 值。眾所周知，因為缺氧，該材料的Te小于YBCO的Te并且導(dǎo)致空穴密度 的分數(shù)n下降。雖然YBCO的Eo低，最小能量或8/9Eo為1333nm，其處于 所使用的光源的1300 ± 50 nm的范圍內(nèi)。于Te之前持續(xù)施加足夠時間的光能來達到大量的激子。所述光能使激子保 持穩(wěn)定直到T二因此處于超導(dǎo)態(tài)。如果在溫度已經(jīng)升到比Te高之后施加光 能，則保持穩(wěn)定的激子減少，超導(dǎo)態(tài)結(jié)束的溫度降低。盡管在施加光能的 第三實驗中顯示了超導(dǎo)態(tài)，這將溫度向Tc降低，這些狀態(tài)在實驗中不能保 持穩(wěn)定。使用其中氧系數(shù)小于標準7的去氧YBCO的實驗顯示，通過照明，臨 界電流和約瑟夫遜(Josephson)結(jié)的傳導(dǎo)率可以被增加。見參考文獻|81。 這包括了在增加的溫度的導(dǎo)電性和超導(dǎo)性，該增加的溫度低于所述臨界溫 度Tc，因為去氧YBCO的Tc低于標準YBCO的Tc。設(shè)想為，該觀察歸因 于在弱鏈接中氧耗盡區(qū)域的光摻雜。本系統(tǒng)和實驗在標準YBCO上進行， 并且顯示出對施加能量的特定范圍和對應(yīng)波長的顯著大的響應(yīng)。實驗顯示，鉈基的高溫超導(dǎo)體也遵循同樣的關(guān)系，因此它們也是可調(diào) 節(jié)的。光源16可以是通用激光或通過濾光器19改變其波長的光源。超導(dǎo)體 10和光源16可以是電^各的一部分，其中30和32為4冢測超導(dǎo)體材料進入和 離開超導(dǎo)態(tài)的探測器。對于這樣的裝置有公知的應(yīng)用。盡管已經(jīng)詳細描述和示出了本公開，但是可以清楚地理解的是，這僅 通過說明和例舉的方式進行，而不應(yīng)理解為限制的方式。本公開的范圍僅 通過所附權(quán)利要求書的條款來限定。參考文獻[1] K.W.Wong and W.Y. Ching， Physica C416(2004) 47 [2] J.G.Bednorz, K.A. Muller, Z. Phys. B64(1986) 188 [3] H丄.Ji and K.W.Wong, Phys. Lett. A256(1999) 66[4] Y.Xin, K.W.Wong， C.X. Fan, Z.Z. Sheng and F.T. Chan, Phys. Rev. B45(1993) 557[5] W.Y.Ching, Yongnian Xu and K.W. Wong, Phys.Rev. B40(1989) 7584[6] R丄.Davidchack, K.W. Wong and RC.W. Fung，Phys. Lett. A223(1996) 289[7] R.F.Service, Science 310(2005) 1271[8] A. Gilabert, A. Hoffman, J. Elly， M. G. Mdeici, f.Schmidl, P. Seidel and I.K. Schuller:J of Low Temp Phys. Vol. 106, Nos. 3/4(1997)
權(quán)利要求
1.一種在Tc*到Tc的范圍的溫度Tc(i)、在其超導(dǎo)態(tài)操作超導(dǎo)體的方法，其中Tc*大于所述超導(dǎo)體的超導(dǎo)溫度Tc，所述方法包含冷卻所述超導(dǎo)體到溫度Tc以下；在超導(dǎo)體已經(jīng)進入超導(dǎo)態(tài)后施加能量到所述超導(dǎo)體，所述能量對應(yīng)于量子能量hv，其在小于E0的最小能量到小于E0的范圍，其中E0為所述超導(dǎo)體的兩維激勵結(jié)合能基態(tài)；以及冷卻所述超導(dǎo)體到所選擇的溫度Tc(i)。
2. 權(quán)利要求1所述的方法，其中所述最小能量為Eq的8/9。
3. 權(quán)利要求l所述的方法，其中所述能量由光源施加。
4. 權(quán)利要求l所述的方法，其中能量以脈沖施加。
5. 權(quán)利要求.l所述的方法，其中所述超導(dǎo)體在溫度Tc或更低的溫度下 冷卻，直到所述超導(dǎo)體的溫度降低到低于所述冷卻溫度。
6. 權(quán)利要求1所述的方法，其中所述超導(dǎo)體在溫度Te或更低的溫度下 冷卻，直到產(chǎn)生了足夠數(shù)量的穩(wěn)定全局局域化激子來維持所述超導(dǎo)態(tài)。
7. 權(quán)利要求1所述的方法，其中在所述冷卻溫度升高到Te以上之前施 加所述能量。
8. 權(quán)利要求所述的方法，其中在所述冷卻溫度升高到T,.以上并且在 失去超導(dǎo)態(tài)之前施加所述能量。
9. 權(quán)利要求l所述的方法，其中l(wèi)io是空穴密度的分數(shù)n的函數(shù)，其空 穴密度的分數(shù)n隨著超導(dǎo)材料變化而變化。
全文摘要
一種在T_c^*到T_c的范圍的溫度T_c(i)、在其超導(dǎo)態(tài)操作超導(dǎo)體的方法，其中T_c^*大于所述超導(dǎo)體的超導(dǎo)溫度T_c，所述方法包含冷卻所述超導(dǎo)體到溫度T_c以下；在超導(dǎo)體已經(jīng)進入超導(dǎo)態(tài)后施加能量到所述超導(dǎo)體。所述能量對應(yīng)于量子能量hv，其在小于E₀的最小能量到小于E₀的范圍，其中E₀為所述超導(dǎo)體的兩維激勵結(jié)合能基態(tài)。然后冷卻所述超導(dǎo)體到所選擇的溫度T_c(i)。所述最小能量為E₀的8/9。
文檔編號H01L39/24GK101317279SQ200680041294
公開日2008年12月3日 申請日期2006年12月26日 優(yōu)先權(quán)日2005年12月28日
發(fā)明者王介惠, 蘇珊娜·柯拉托洛 申請人:Czt股份有限公司