超導器件/材料的光/電磁波調製方法和裝置的製作方法

2023-06-12 01:37:16 2

專利名稱：超導器件/材料的光/電磁波調製方法和裝置的製作方法
技術領域：
本發明涉及基於新穎晶體導電/超導機制的超導化合物及其製造方法。
背景技術：
導電/超導現象的機制目前尚無定論，是一個重要的技術和理論問題。而以往對一般導電的機制的認識實際上也並不全面。由於目前對超導機制沒有明確、合理的理論和認識，因此在導電/超導材料和器件的設計開發上具有極大的盲目性。傳統的固體物理理論對導電及施主/受主摻雜的經典/準經典解讀，並不一定適用於對超導機制下的施主/受主行為的理解(這和「『超導體』不等於『沒有電阻的導體』」 的情況有所類似)。這些經典/準經典解讀包括-在對固體導電的一些傳統解讀中，電子被理解為具有速度(與波數k對應的速度)的「粒子」；-受主摻雜的效果被理解為相應的正電荷移動；-受主-施主聯合摻雜被強調為兩種效果相反的載流子的彼此中和；-施主摻雜被理解為向原來基本上空的導帶提供了躍遷上去的電子；-受主摻雜被理解為給滿的價帶上的電子提供了躍遷機會，從而使價帶出現了空位(空穴)，從而具有了導帶的屬性；-等等。現有技術中的這些解讀，對於理解相應的不同具體問題和場景時，是有效的，但一旦所針對的具體問題和場景改變時，這些解讀往往難以直接適用於新的問題。因此，用傳統的導電、受主/施主摻雜的經典/準經典解讀去理解與超導機制相關的物理過程、物理關係，不僅會遇到困難，而且往往也很危險。究其原因，主要在於這些解讀之所以能被用來理解相應的不同具體問題和場景， 在於這些解讀所依據的基本的物理理論(尤其是量子理論)的適用性，而不是形象化的經典/準經典解讀本身。因此，當所針對的具體問題和場景改變時，研究者必須回到基本的物理理論，尤其是相關的量子理論，從這些理論重新出發，去研究分析新的具體問題和場景， 並提出新的形象化的經典/準經典解讀以便於對這些新問題和場景的理解。例如，某些高溫超導材料是空穴摻雜的，但一些傳統的解釋告訴我們空穴型導電機制是因為原來滿的價帶中的電子躍遷到了空穴能級上，從而在價帶中留下了空穴；但隨著溫度T趨於零，這種躍遷不復存在，但超導卻不會因為溫度下降而消失，這顯然與傳統的空穴導電的解釋不符。施主導電的情況也是類似，傳統解釋把施主導電歸因於施主電子躍遷到了導電上，但隨著溫度T趨於零，這樣的躍遷不復存在，而某些施主型材料卻能實現超導，這顯然與施主導電的傳統解釋矛盾
發明內容
本發明的一個實施例的化合物製造方法包括，在化合物中形成一個上能帶E+(k) 和位於所述上能帶下方的一個下能帶&00，所述上能帶和所述下能帶之間可以有一個禁帶，也可以沒有禁帶，所述上能帶E+(k)的底部與所述下能帶E_(k)的頂部的能量間距小於 twM，其中^是該化合物中的聲子振動模的最大頻率。其中h是普朗克常數。根據本發明的一個進一步的方面，上述方法的特徵在於所述上能帶為受主摻雜能帶，所述下能帶為價帶，且通過施主摻雜在所述受主摻雜能帶之上形成一個施主摻雜能帶，所述施主摻雜能帶中的能級數少於所述受主摻雜能帶中的能級數且是少量的，從而使所述上能帶中的電子與所述下能帶中的電子跨越位於所述上能帶與所述下能帶之間的帶隙而形成的電子對中的電子對於導電和/或超導有貢獻。根據本發明的一個進一步的方面，上述方法的特徵在於所述下能帶為價帶，所述上能帶為施主摻雜能帶與受主摻雜能帶重疊或部分重疊或者銜接到了一起而形成的施主+受主摻雜能帶；所述空穴-施主混合能帶中的施主能級數少於受主能級數，且施主能級數是少量的，從而使所述上能帶中的電子與所述下能帶中的電子跨越位於所述上能帶與所述下能帶之間的帶隙而形成的電子對中的電子對於導電和/或超導有貢獻。根據本發明的一個進一步的方面，上述方法的特徵在於所述下能帶是一個受主摻雜能帶；所述上能帶是一個施主摻雜能帶；所述施主摻雜能帶中的能級數目大於該受主摻雜能帶中的能級數目，從而當該施主摻雜能帶中的電子向下躍遷而填滿了該受主摻雜能帶中的所有能級之後，所述施主摻雜能帶上仍然還有剩餘的電子；且所述剩餘的電子的數目是「少量」的，從而使所述上能帶中的電子與所述下能帶中的電子跨越位於所述上能帶與所述下能帶之間的帶隙而形成的電子對中的電子對於導電和/或超導有貢獻。根據本發明的一個進一步的方面，所述上能帶可以是導帶、受主能帶、施主能帶之一或它們的結合和/或重疊；所述下能帶可以是價帶、受主能帶、施主能帶之一或它們的結
合和/或重疊。上述^即其所對應的晶向可以用傳統方法測得，如中子非彈性散射方法等。本發明和本申請的範圍進一步包括用上述實施例/實施方式所製成的化合物。根據本發明的一個方面，所述化合物為晶體化合物、非晶化合物中的一種。根據本發明的一個方面，所述晶體化合物是離子晶體、共價晶體、合金晶體、離子-共價混合晶體中的一種。


圖1由於說明本發明人建立的超導機制。圖2顯示了根據本發明的超導材料製造方法的一個實施例。圖3顯示了根據本發明的超導材料製造方法的又一個實施例。圖4顯示了根據本發明的方法的又一個實施例。
圖5顯示了根據本發明的方法的又圖6顯示了根據本發明的方法的又圖7顯示了根據本發明的超導器件施例。圖8顯示了根據本發明的超導器件實施例。圖9顯示了根據本發明的超導器件實施例。
-個實施例。 -個實施例。
材料的光/電磁波調製方法和裝置的一個實材料的光/電磁波調製方法和裝置的另一個材料的光/電磁波調製方法和裝置的又一個
具體實施例方式本發明人基於其獨立發現、建立的導電/超導理論，提出了一種導電/超導材料的製造方法。如圖1所示，根據本發明的一個實施例的化合物製造方法包括，在化合物中形成一個上能帶E+ (k)和位於所述上能帶下方的一個下能帶E_ (k)，所述上能帶和所述下能帶之間可以有一個禁帶，也可以沒有禁帶，所述上能帶E+(k)的底部與所述下能帶E_(k)的頂部的能量間距小於lwM，其中^是該化合物中的聲子振動模的最大頻率。其中h是普朗克常數。根據本發明的一個進一步的方面，上述方法的特徵在於所述上能帶為受主摻雜能帶，所述下能帶為價帶，且通過施主摻雜在所述受主摻雜能帶之上形成一個施主摻雜能帶，所述施主摻雜能帶中的能級數少於所述受主摻雜能帶中的能級數且是少量的，從而使所述上能帶中的電子與所述下能帶中的電子跨越位於所述上能帶與所述下能帶之間的帶隙而形成的電子對中的電子對於導電和/或超導有貢獻。根據本發明的一個進一步的方面，上述方法的特徵在於所述下能帶為價帶，所述上能帶為施主摻雜能帶與受主摻雜能帶重疊或部分重疊或者銜接到了一起而形成的施主+受主摻雜能帶；所述空穴-施主混合能帶中的施主能級數少於受主能級數，且施主能級數是少量的，從而使所述上能帶中的電子與所述下能帶中的電子跨越位於所述上能帶與所述下能帶之間的帶隙而形成的電子對中的電子對於導電和/或超導有貢獻。根據本發明的一個進一步的方面，上述方法的特徵在於所述下能帶是一個受主摻雜能帶；所述上能帶是一個施主摻雜能帶；所述施主摻雜能帶中的能級數目大於該受主摻雜能帶中的能級數目，從而當該施主摻雜能帶中的電子向下躍遷而填滿了該受主摻雜能帶中的所有能級之後，所述施主摻雜能帶上仍然還有剩餘的電子；且所述剩餘的電子的數目是「少量」的，從而使所述上能帶中的電子與所述下能帶中的電子跨越位於所述上能帶與所述下能帶之間的帶隙而形成的電子對中的電子對於導電和/或超導有貢獻。根據本發明的一個進一步的方面，所述上能帶可以是導帶、受主能帶、施主能帶之一或它們的結合和/或重疊；所述下能帶可以是價帶、受主能帶、施主能帶之一或它們的結
合和/或重疊。根據本發明的一個進一步的方面，上述方法的特徵在於所述下能帶是一個受主摻雜能帶；所述上能帶是一個施主摻雜能帶與導帶重疊或部分重疊或者銜接到了一起而形成的施主+導帶能帶；所述施主摻雜能帶中的能級數目大於該受主摻雜能帶中的能級數目，從而當該施主摻雜能帶中的電子向下躍遷而填滿了該受主摻雜能帶中的所有能級之後，所述施主+導帶能帶上仍然還有剩餘的電子；且所述剩餘的電子的數目是「少量」的，從而使所述上能帶中的電子與所述下能帶中的電子跨越位於所述上能帶與所述下能帶之間的帶隙而形成的電子對中的電子對於導電和/或超導有貢獻。根據本發明的一個進一步的方面，上述方法的特徵在於所述下能帶為價帶，所述上能帶為施主摻雜能帶，且所述施主摻雜能帶中的能級數是少量的，從而使所述上能帶中的電子與所述下能帶中的電子跨越位於所述上能帶與所述下能帶之間的帶隙而形成的電子對中的電子對於導電和/或超導有貢獻。根據本發明的一個進一步的方面，上述方法的特徵在於所述下能帶為價帶，所述上能帶為施主摻雜能帶與導帶重疊或部分重疊或者銜接到了一起而形成的施主+導帶能帶，且所述施主摻雜能帶中的能級數是少量的，從而使所述上能帶中的電子與所述下能帶中的電子跨越位於所述上能帶與所述下能帶之間的帶隙而形成的電子對中的電子對於導電和/或超導有貢獻。上述^即其所對應的晶向可以用傳統方法測得，如中子非彈性散射方法等。本發明和本申請的範圍進一步包括用上述實施例/實施方式所製成的化合物。根據本發明的一個方面，所述化合物為晶體化合物、非晶化合物中的一種。根據本發明的一個方面，所述晶體化合物包括離子晶體、共價晶體、合金晶體、離子-共價混合晶體。晶體的電子配對晶體具有格波振蕩模，分為「光學」波和聲學波。其「光學」波具有顯著的紅外效應，這種「光學」波的頻率一般在約IO12-IO13/秒的範圍，並對這個(遠紅外)範圍內電磁波有強烈的吸收。有關這些方面的內容可參見《固體物理學》108頁，黃昆著，人民教育出版社出版，統一書號13012. 0220，1966年六月出版，1979年1月第一次印刷，以下亦稱《固體物理學》)。以下所述的晶體導電/超導機制是本發明人獨立研究、總結出來的，這種新穎的導電/超導機制構成了本發明的技術方案的基礎。按照量子力學，在一個周期場的體系裡，有
Ψ (t) = U(t, t0) Ψ (t0)(3) (以下稱之為 「 Ψ ⑴表象」)具體地，考慮「一維雙離子鏈」模型下的單振蕩模，勢場可寫為V (x, t) = q Σ (X-X10-Asin ω Γ1-。Σ (x-x20"Bsin ω t)其中求和是對鏈中的各離子，q是各離子的電荷量，Xltl是第一種離子的平衡位置， A是第一種離子的「光學」波振幅，X20是第二種離子的平衡位置，B是第二種離子的「光學」 波振幅。在「光學」波極限下，ω — Οβ⑶+！^/馳廣^且^々=-!!^。在小振動近似下V 的一級近似為V (x, t) = V0 (χ)+G (χ) sin ω t (5)其中Vtl(X) = q Σ (X-X10)^1-Q Σ (X-X20)"1是這個離子(偶極子)鏈在無離子振蕩下的定態勢場，G(X) =G(x+a)是χ的周期函數。則有H = H。+G (X)Sin on則躍遷吸收為 ankl - [exp [2 Ji i (Enl^p) t/h] —1} / (Ep+Enk)- {exp [2 Ji it (Enk-Ep) t/h] —1} / (Enk-Ep)(6)其中Enk = En-En, Ep = hv是與這個光學波耦合的電磁振蕩模的一個光子的能量； 在雙離子鏈晶體的情況下，這個電磁振蕩模是由於雙離子鏈構成的偶極子鏈的振蕩產生的，且這個電磁振蕩模是與頻率相同的格波模直接耦合的。公式(6)表明，在振蕩模的振幅不隨時間變化即G = G(X)的情況下，ankl自身隨著時間t的增加而向著Enk= 士&集中，從而使Enk乒士&處的ankl減小。在一定的時間t 之後，ankl會完全收斂於Enk = 士&，從而有ankl - Σ Am δ (Enk-hvm)(7)其中Am是相應的權係數。由於矩陣元ankl隨時間向En-Ek = hvffl收斂，因此，隨著時間t的增加，對受激躍遷來說系統能帶中的能級都將變為「可分辯的」。這是「穩態」下的受激躍遷所要遵守的能量守恆關係。推廣的一維長離子格鏈模型考慮多振蕩模的情況，則時變場表示為V(x，t) = V0(x)+ Σ G (χ) sin t其中求和是對所有的格波振動模ω，V0(x)和G(x) = G(x+a)同上。按照與上述公式(6)相同的推導，對於微擾Σ GOOsinon，假設振幅G(x)與時間無關，設Enk = En-Ek, 則有ankl - Σ {exp [2 Ji i (Enl^p) t/h] -1} / (Ep+Enk)- {exp [2 Ji it (Enk-Ep) t/h] —1} / (Enk-Ep) (6A)上式中，求和是對電磁振蕩模4 = 11、進行，右邊的第一項對應電子吸收一個光子 Ep而躍遷Enk = En-Ek = Ep = hvm的機率，第二項對應電子發射一個光子& = hvm而躍遷Enk =En-Ek = -hvm 的機率。由於公式(6A)中有多個Vm值，ankl有對應的總共2N個峰，這些峰分別位於與q = m/ (2Na)對應的 01值，其中 m= 士 1，士2，... 士 N/2。出於說明目的，我們把這些Vm值裡最大的一個標為vM。3維晶體裡的電子配對有N個原胞的晶體有3nN個振動模，其中η是一個原胞中的原子/離子數。根據 《固體物理學》114頁圖5-13及相關介紹，對KBr晶體的中子非彈性散射實驗表明，KBr晶體的不同振動模的ν值的大小有如下關係L0 > TO > LA > TA，而ν的最大值是q — 0極限下LO(縱光學)模的頻率；且晶向[111]的最大Vm值大於晶向[100]的最大Vm值。《固體物理學》201-205頁中，描述了三維晶體模型下格波所產生的電磁場振蕩模與晶體中電子的相互作用(注《固體物理學》201-205頁中所說的「聲子」應為「光子」)， 其中尤其證明了只有滿足k，-k = 士q+K (8)(《固體物理學》第2O5頁公式7_93)的光子(聲子)吸收過程才有不為零的躍遷機率。其中k』和k分別是光子吸收 /發射之後、之前的電子波數矢量，q在此應該被理解為光子的波數，K是一個倒格矢。這是晶體中格波所產生的電磁場振蕩模與電子的光子吸收/發射過程所需要遵守的波數守恆關係。在相關的光子能量範圍下，光子的動量比電子的動量要小至少約5個數量級。這說明，在電子能級的E(k)_k圖上，滿足上述關係k』_k= 士q+K的躍遷是近乎完全縱向的「縱向躍遷」(當然包含附加聲子過程的「非縱向」躍遷也是可能的，但發生機率要小得多)。晶體的多電子系統中，由於電子是在能帶中的，而且除了費米面4附近的能級之外的能級都是滿的或近滿的，對於上述Ek — En的躍遷，除非-在&附近的能級有空位，近，或-原來在&的電子與原來在4的電子配對(這裡不妨假定4> Ek)，從而這兩個原子彼此躍遷到對方原來的態上，其中原來4上的電子發射一個能量為4 = Enjk的光子， 而該光子被原來能量Ek.的電子「直接吸收」(所謂的「虛擬光子發射/吸收」)。(之所以是光子而不是聲子，是因為激勵這種躍遷的是電磁振蕩模，且這種躍遷是電磁振蕩模引發的虛擬受激躍遷。)由於上述的能量守恆關係和波數守恆關係的限制，「虛擬受激躍遷」產生的電子配對，只發生在不同布裡淵區的相應k值點之間。這種電子「配對」，其本質根源是多體費米體系裡的「佔位衝突」，其在更一般的ψ (t)表象Ψ (t) = U(t，t0) Ψ (t0)中表現為這兩個電子之間的態交換4—— &。圖1中示意顯示了本發明人確立的超導相關的電子配對機制。如圖1所示，在重組到同一布裡淵區中的上能帶E+(k)和下能上，滿足上述波數守恆和能量守恆關係的一對k值處的電子之間發生了上述虛擬受激躍遷。圖1中，帶雙箭頭的虛線段各表示相應的一對電子通過彼此交換狀態和它們的束縛電子(該電子具有能量AE = hvm，其中\是相應格波/電磁振蕩模的頻率)，而實現了上述虛擬受激躍遷，這種上述虛擬受激躍遷是一種電子配對，而AE = Iwm就是其電子對的結合能的下限。在所有滿足上述能量和波數守恆關係的電子之間，都會發生這種虛擬受激躍遷和電子配對。應當注意的是，圖1中所示的 「帶隙」可以很小，甚至可以為零；低溫金屬超導可能就是基於這種配對。對這種的結合能的理解，是一個關鍵點。本發明人主張的理解是對中的兩個電子都被對中的「那個」電子束縛在了對中的基態(即對裡能量最低的態)，從這個意義上，可以說「電子對中的兩個電子凝聚到了同一個基態上」。這樣，當其中的任何一個電子被打出而脫離電子對時，該電子只具有基態的能量。對於這個理解，本發明人沒有能在現有技術和理論中找到依據(但可能和「玻
9色-愛因斯坦凝聚」有某種聯繫)，但基於這種理解的解釋，與一些超導相關的基本實驗結果一致。這些實驗結果在以下文獻中描述-Phys. Rev. Lett. 82,2179 (1999) :Fedorov et al. Temperature DependentPhotoemission Studies of Optimally Doped Bi2Sr2CaCu208 ；-Τ. Timusk, B. W. Statt,http://arxiv.org/abs/cond-mat/9905219vl.對於單原子晶體(如金屬)，聲學格波模下的原子實振蕩會造成電荷分布的偏移， 從而產生相應的電磁振蕩模。根據本發明的一個實施例，通過調整化合物成分和/或含量，使所述化合物的能帶體系在至少某一個晶向上具有如圖1所示的結構( 是所述化合物的格波振動模的最大頻率)，其中，該化合物的能帶體系包括一個上能帶和位於所述上能帶下方的一個下能帶； 所述下能帶是滿帶/價帶，而所述上能帶則有「少量」的電子或者是空的(「少量」含義將在下文解釋)；所述上能帶與所述下能帶上分別有滿足上述能量守恆關係和所述波數守恆關係的對應能級。上述「少量的電子」中，「少量」意味著，在上能帶與下能帶間形成的上述電子對裡的電子中，至少能級最高的那個電子依然是上能帶中對導電有貢獻的電子。按照與傳統解釋一致的一種解釋，未滿的能帶中對導電有貢獻的電子是位於該能帶中有電子填充的那些能級中最上和近最上的能級上的電子，底部的電子由於存在同能級中相反方向的電子的抵消，對導電沒有貢獻；因此，如果上能帶中的電子過多，從而造成電子對中能級最高的那個電子之上的電子太多的話，電子對中的所有電子(它們佔據上能帶中最低的那些能級)都被排除(或基本被排除)在對導電/超導有貢獻的電子之外。圖2顯示了圖1所示的實施例的一種具體情況，其中-上述上能帶為受主摻雜能帶，-上述下能帶為價帶，-通過施主摻雜，在所述受主摻雜能帶之上，形成有一個施主摻雜能帶；-其中，所述施主摻雜能帶中的能級數是「少量」的。在圖2的實施例的一個具體實施例中，所述上能帶和所述下能帶之間有一個帶隙。應當注意的是，圖1和2中的上、下能帶，均可以包括深能級，或部分或全部由深能級系統構成。同樣，在此需要特別注意的是，「滿帶不導電」是傳統的解釋，在適用這種解釋的時候要特別注意其是否能在基本的物理理論中找到依據。在圖2實施例的情況下，上能帶是空穴能帶，其是否適用「滿帶不導電」的傳統解釋是需要考察的。在傳統的解釋裡，價帶(下能帶)中的電子必須躍遷到空穴能級上，在價帶中留下空穴，才能實現導電，即所謂的「空穴導電」。但這顯然不符合超導配對下的超導機制，因為溫度趨於零時這樣的躍遷不復存在。而從物理含義上看，首先，從施主摻雜能帶進入受主摻雜能帶的電子容易向其他受主原子的電子「空位」移動，但如果其周圍的「空位」已經被其他電子填充，則該電子無法移動，所以過多的「空位」填充反而不利於電子通過「空位」的輸運。其次，通過「空位」移動的電子也存在被同能級中相反方向的電子的抵消的可能，一旦被抵消則該電子對導電/超導沒有貢獻，即，受主能帶中對導電有貢獻的電子是位於該能帶中有電子填充的那些能級中最上和近最上的能級上的電子。由此可以推斷出的是如果圖2的受主能帶中的電子過多，從而造成受主能帶和價帶的電子形成的電子對中能級最高的那個電子之上的電子太多的話，電子對中的所有電子都被排除(或基本被排除)在對導電/超導有貢獻的電子之外。所以，所述施主摻雜能帶中的能級數(即可躍遷到受主能帶中的電子數)必須是「少量」的，即上述的「少量」。因此，所述施主摻雜能帶中的能級數少於所述受主摻雜能帶中的能級數且是少量的，從而使位於所述空穴能帶的底部附近的電子對導電有貢獻。圖4顯示了圖1所示的實施例的另一種具體情況。如圖4的實施例與圖2的不同在於，施主摻雜能帶與受主摻雜能帶重疊或者銜接到了一起，從而施主摻雜能帶與受主摻雜能帶在整體上成為一個未滿的「施主+受主摻雜能帶」;同樣，通過調節化合物以及摻雜物的成分和/或含量，使該施主+受主摻雜能帶和價帶上的某些k值之間滿足上述能量守恆和波數守恆關係。在圖4實施例的情況下，上能帶是空穴佔優勢的空穴-施主混合能帶，其是否適用 「滿帶不導電」的傳統解釋是需要考察的。傳統解釋下，空穴佔優勢的空穴-施主混合能帶一般被視為純空穴能帶，因而傳統解釋認為價帶(下能帶)中的電子必須躍遷到空穴-施主混合能帶中的空穴能級上，在價帶中留下空穴，才能實現導電，即所謂的「空穴導電」。但這顯然不符合超導配對下的超導機制。而從物理含義上看，首先，進入空穴-施主混合能帶中的空穴的電子會向其他空穴移動，但如果其周圍的空穴已經被其他電子填充，則該電子無法移動，所以過多的空穴填充反而不利於電子通過空穴的輸運。其次，通過空穴移動的電子也存在被同能級中相反方向的電子的抵消的可能，一旦被抵消則該電子對導電/超導沒有貢獻，即，空穴-施主混合能帶中對導電有貢獻的電子是位於該能帶中有電子填充的那些能級中最上和近最上的能級上的電子。由此，即使「滿帶不導電」是否適用尚不確定，但可以推斷出的是如果空穴-施主混合能帶中的電子過多，從而造成電子對中能級最高的那個電子之上的電子太多的話，電子對中的所有電子都會被排除(或基本被排除)在對導電/超導有貢獻的電子之外。因此，所述空穴-施主混合能帶中的施主能級數少於受主能級數，且施主能級數 (即施主電子數)是少量的，從而使位於所述空穴-施主混合能帶的底部附近的電子對導電有貢獻。如圖3所示的是圖1所示的實施例的另一種具體情況，其中-在化合物中進行受主摻雜，形成了受主摻雜能帶，且在化合物中進行施主摻雜， 形成了施主摻雜能帶；-該施主摻雜所形成的施主能級與導帶能級的能量相當，即施主能級與導帶能級發生了重疊；-該受主摻雜能帶在該施主摻雜能帶之下；在該受主摻雜能帶的頂部和該施主摻雜能帶的底部之間的距離小於Iwm ；-該施主摻雜能帶中的能級數目大於該受主摻雜能帶中的能級數目，從而當該施主摻雜能帶中的電子向下躍遷而填滿了該受主摻雜能帶中的所有能級之後，該施主摻雜能帶上仍然還有剩餘的電子；且-上述剩餘的電子的數目是「少量」的。這樣，小於或等於^所對應的電磁波模的受激躍遷下，施主摻雜能帶底部附近處的能級上的剩餘電子能能夠與躍遷到受主摻雜能帶上的電子結成了電子對。這些電子對具有不小于禁帶寬度的結合能，從而可以在相應的臨界溫度之下成為超導電子對。同樣，在此需要特別注意的是，在適用相關的傳統解釋和/或半經典解釋與分析的時候要特別注意其是否能在基本的物理理論中找到依據。在圖3實施例的情況下，上能帶是施主能帶，在適用相關的傳統解釋是需要考察的。傳統解釋下，施主能帶中的電子必須躍遷到其上的導帶能級上，成為導帶中的(近)自由電子，才能實現導電，即所謂的「施主電子導電」。但這顯然不符合超導配對下的超導機制，因為在溫度趨於零是這種躍遷不復存在但超導卻存在。而從物理含義上看，按照傳統的理論，留在施主能帶中的電子不會形成導電，因為施主電子通常是被束縛的，不能在材料中(近)自由移動。但如果施主摻雜物是某些特定的摻雜物，使得施主摻雜所形成的施主能級與導帶能級的能量相當(即施主能級與導帶能級發生了重疊)，則此時施主中的電子就是(近)自由電子，而圖3實施例中的上能帶成為施主摻雜能帶+導帶的聯合能帶，而這時施主能帶中的電子即使不躍遷也是導電電子。雖然此時上能帶(即施主摻雜能帶+導帶的聯合能帶)中的電子是(近)自由電子，可以參與導電，但一來上能帶中有過多的電子可能造成電子輸運過程中的「塞車」反而不利於導電，二來該上能帶中的電子存在被同能級中相反方向的電子的抵消的可能，而一旦被抵消則該電子就對導電/超導沒有貢獻。由此，即使「滿帶不導電」是否適用尚不確定，但可以推斷出的是如果施主摻雜能帶+導帶的聯合能帶中的電子過多，從而造成電子對中能級最高的那個電子之上的電子太多的話，這些電子對中的所有電子(它們佔據施主摻雜能帶+導帶的聯合能帶中最低的那些能級)都會被排除(或基本被排除)在對導電/超導有貢獻的電子之外。因此，如圖3所示的施主摻雜能帶中的能級數要大於受主摻雜能帶，但大過的能級數(即受主能帶被來自施主能帶的電子填滿後，施主能帶中剩餘的電子數)不能太大，而應該是少量的，從而使電子對中的電子對導電有貢獻。這就是上述的「少量」在圖3所示的實施例下的含義。如圖5所示的是圖1所示的實施例的另一種具體情況，其中-在化合物中進行受主摻雜，形成了一個受主摻雜能帶，且在化合物中進行施主摻雜，形成了一個施主摻雜能帶；-該受主摻雜能帶在該施主摻雜能帶之下；在該受主摻雜能帶的頂部和該施主摻雜能帶的底部之間的距離小於Iwm ；-該施主摻雜能帶中的能級數目大於該受主摻雜能帶中的能級數目，從而當該施主摻雜能帶中的電子向下躍遷而填滿了該受主摻雜能帶中的所有能級之後，該施主摻雜能帶上仍然還有剩餘的電子；且-上述剩餘的電子的數目是「少量」的。這樣，在與格波模vM和/或小於vM格波模所對應的電磁波模的受激躍遷下，施
12主摻雜能帶上的一些剩餘電子能與躍遷到受主摻雜能帶上的一些電子能夠結成了電子對。 這些電子對具有不小于禁帶寬度的結合能，從而可以在相應的臨界溫度之下成為超導電子對。同樣，在此需要特別注意的是，在適用相關的傳統解釋和/或半經典解釋與分析的時候要特別注意其是否能在基本的物理理論中找到依據。在圖5實施例的情況下，上能帶是施主能帶，在適用相關的傳統解釋是需要考察的。傳統解釋下，施主能帶中的電子必須躍遷到其上的導帶能級上，成為導帶中的(近)自由電子，才能實現導電，即所謂的「施主電子導電」。但這顯然不符合超導配對下的超導機制，因為在溫度趨於零是這種躍遷不復存在但超導卻存在。而從物理含義上看，按照傳統的理論，施主能帶中的電子不是(近)自由電子，因為施主電子通常是被束縛的，不能在材料中(近)自由移動；只有當施主能帶中的電子躍遷到導帶中時，才能成為(近)自由電子。但如果如圖5所示那樣，在施主能帶下方有一個受主能帶，則此時施主中的一些電子會躍遷到下方的受主能級上，按照準經典的物理圖像，這就是施主原子「多出」的電子躍遷到了受主原子的「空位」上，從而在施主原子處產生了空穴。在如圖5所示的情況下， 施主能帶上的電子多於受主能帶上的空位，所以該材料系統中總有一些剩餘的「多出」的電子，這些電子由於能量較高，很容易移動到躍遷到下方受主能帶上的施主電子留下的空穴上，從而形成導電(尤其是因為此時施主摻雜能帶已經不是滿的)。雖然此時施主摻雜能帶中的剩餘電子可以形成導電，但一來施主摻雜能帶中有過多的電子可能造成電子輸運過程中的「塞車」反而不利於導電，二來該施主摻雜能帶中的電子存在被同能級中相反方向的電子的抵消的可能，而一旦被抵消則該電子就對導電/超導沒有貢獻。由此，可以確定的是如果施主摻雜能帶中的電子過多，從而造成電子對中能量最高的那個電子之上的電子太多的話，這些電子對中的所有電子(它們佔據施主摻雜能帶最低的那些能級)都會被排除(或基本被排除)在對導電/超導有貢獻的電子之外。因此，如圖5所示的施主摻雜能帶中的能級數要大於受主摻雜能帶，但大過的能級數(即受主能帶被來自施主能帶的電子填滿後，施主能帶中剩餘的電子數)不能太大，而應該是少量的，從而使所述施主摻雜能帶的底部附近的能級上的電子對導電有貢獻。這就是上述的「少量」在圖5所示的實施例下的含義。圖6顯示了本發明的一個進一步的實施例，其中所述下能帶為價帶，所述上能帶為施主摻雜能帶與導帶重疊或部分重疊或者銜接到了一起而形成的施主+導帶能帶，且所述施主摻雜能帶中的能級數是「少量」的，從而使所述上能帶中的電子與所述下能帶中的電子跨越位於所述上能帶與所述下能帶之間的帶隙而形成的電子對中的電子對於導電和/或超導有貢獻。上述^即其所對應的晶向可以用傳統方法測得，如中子非彈性散射方法等。本發明和本申請的範圍進一步包括用上述實施例/實施方式所製成的化合物。根據本發明的一個方面，所述化合物為晶體化合物、非晶化合物中的一種。
根據本發明的一個方面，所述晶體化合物是離子晶體、共價晶體、合金晶體、離子-共價混合晶體中的一種。一般地說，上述下能帶是滿的或近滿的(可以有極少量的空穴)。而上述上能帶則是空的或近空的(可以有極少量的電子)。通過用對應於％的波長的(紅外)光照射晶體/超導材料，可以改變vM格波的能量即振幅，從而可以抑止該格波所引起的電子配對，而阻斷相應的超導過程，從而形成對超導電流的調製。由於包括遠紅外在內的各光波段的雷射技術都已經很成熟，因此實現與上述晶格「光學」波的頻率^匹配的雷射照射的手段是本領域熟知的。進一步地，通過改變/調製這種照射光/電磁波的強度/有無，可以相應地調製通過被照射的晶體/超導材料中的電流強度，從而實現光致電流調製。圖7顯示了根據本發明的光致電流調製晶體導電/超導器件和方法的一個實施例，其中標號101表示晶體或超導晶體，字母「i」表明的箭頭表示晶體中的可能電流方向， 來自光源102的光照射到晶體/超導晶體101上，驅動裝置104為光源提供驅動信號，該驅動信號可以包含預定的調製信號，從而實現對晶體或超導晶體101中的電流i的調製。應當注意的是，光源102與晶體101之間的顯示距離是說明性的，不是實際距離。根據一個具體實施例，上述光源可以是一個雷射器，其輸出光頻率與晶體/超導晶體101的格波(「光學」波)頻率％匹配；尤其是，上述雷射器的輸出光頻率與晶體/超導晶體101的最大格波頻率vM匹配。尤其是，上述光照射到晶體/超導晶體101上的照射表面與上述最大格波頻率vM 所對應的晶向向平行。圖8顯示了本發明的另一個實施例，其中與圖7的區別在於在光源102前設置了一個光學準直裝置103。圖9顯示了根據本發明的另一個實施例，其中光源102是與晶體/超導晶體101 接觸或集成在一起的雷射器102，如半導體雷射器102。這種集成的工藝可以採用現有的半導體器件集成工藝。特別地，該雷射器可以用與晶體/超導晶體101相同的材料製成(或進行適當摻雜)，以使其輸出雷射的頻率與晶體/超導晶體101中的某個格波的頻率相匹配或相同。尤其是，該雷射器的輸出雷射的頻率與晶體/超導晶體101中的所述「光學」波的上述最大頻率Vm相同或相匹配。尤其是，上述光照射到晶體/超導晶體101上的照射表面與上述最大格波頻率^所對應的晶向向平行。根據一個具體實施方式
，上述各實施例中光源102可以是一個紅外雷射器，其輸出光頻率格波頻率Vm匹配，或等於晶體/超導晶體101的「光學」波頻率％。應當理解的是，在以上敘述和說明中對本發明所進行的描述只是說明而非限定性的，且在不脫離如所附權利要求書所限定的本發明的前提下，可以對上述實施例進行各種改變、變形、和/或修正。
權利要求
1.化合物製造方法，包括在化合物中形成一個能帶系統，該能帶系統包括一個上能帶和位於所述上能帶下方的一個下能帶，所述上能帶和所述下能帶之間為禁帶， 其特徵在於所述上能帶的底部(EJ與所述下能帶的頂部(Eil)的能量差小於twM，其中％是該化合物中的聲子振動模的最大頻率，其中h是普朗克常數。
2.根據權利要求1所述的方法，其特徵在於所述上能帶的底部(EJ與所述下能帶的頂部(Eil)的能量差等於或略小於twM。
3.根據權利要求1或2所述的方法，其特徵在於上述上能帶為受主摻雜能帶，上述下能帶為價帶，且通過施主摻雜在所述受主摻雜能帶之上形成一個施主摻雜能帶， 所述施主摻雜能帶中的能級數少於所述受主摻雜能帶中的能級數且是少量的， 從而使位於所述空穴能帶的底部附近的電子對導電有貢獻。
4.根據權利要求1或2所述的方法，其特徵在於所述下能帶為價帶，所述上能帶為施主摻雜能帶與受主摻雜能帶重疊或部分重疊或者銜接到了一起而形成的施主+受主摻雜能帶因此，所述空穴-施主混合能帶中的施主能級數少於受主能級數，且施主能級數是少量的，從而使位於所述空穴-施主混合能帶的底部附近的電子對導電有貢獻。
5.根據權利要求1或2所述的方法，其特徵在於 所述下能帶是一個受主摻雜能帶；所述上能帶是一個施主摻雜能帶；所述施主摻雜能帶中的能級數目大於該受主摻雜能帶中的能級數目，從而當該施主摻雜能帶中的電子向下躍遷而填滿了該受主摻雜能帶中的所有能級之後，所述施主摻雜能帶上仍然還有剩餘的電子；且所述剩餘的電子的數目是「少量」的，從而使位於所述施主摻雜能帶的底部附近的能級上的電子對導電有貢獻。
6.根據權利要求1或2所述的方法，其特徵在於在根據本發明的上述實施例中，所述下能帶的最高能級Eil與所述上能帶的最低能級Eu的距離略小於twM，即Ej1-Eil = hvM-A且 Δ > 0。上述△所對應的能級範圍內有所述上能帶和/或下能帶的多個能級，上述下能帶是滿的或有極少量的空穴，而上述上能帶則是空的或有極少量的電子。
7.根據權利要求1或的方法，其特徵在於所述上能帶可以是導帶、受主能帶、施主能帶之一或它們的結合和/或重疊；所述下能帶可以是價帶、受主能帶、施主能帶之一或它們的結合和/或重疊。
8.用根據上述權利要求1或2的方法製成的化合物。
9.根據權利要求8所述的化合物，其特徵在於所述化合物為晶體化合物、非晶化合物中的一種。
10.根據權利要求8所述的化合物，所述晶體化合物是離子晶體、共價晶體、合金晶體、離子-共價混合晶體中的一種。
全文摘要
本發明涉及一種超導器件/材料的光/電磁波調製方法和裝置。根據本發明的一個實施例的化合物製造方法包括，在化合物中形成一個上能帶E+(k)和位於所述上能帶下方的一個下能帶E-(k)，所述上能帶和所述下能帶之間可以有一個禁帶，也可以沒有禁帶，所述上能帶E+(k)的底部與所述下能帶E-(k)的頂部的能量間距小於hvM，其中vM是該化合物中的聲子振動模的最大頻率。其中h是普朗克常數。根據本發明的一個進一步的方面，上述能量間距等於或略小於hvM。
文檔編號H01B13/00GK102208231SQ20101013601
公開日2011年10月5日 申請日期2010年3月29日 優先權日2010年3月29日
發明者李強 申請人:田多賢