专利名称：导电/超导材料的制造方法和由该方法制造的导电/超导材料的制作方法
技术领域：
本发明涉及基于新颖晶体导电/超导机制的晶体导电/超导材料和晶体导电/超导器件。
背景技术：
晶体材料的导电/超导现象的机制目前尚无定论，是一个重要的技术和理论问题。而以往对一般晶体导电的机制的认识实际上也并不全面。由于目前对超导机制没有明确、合理的理论和认识，因此在导电/超导材料和器件的设计开发上具有极大的盲目性。
发明内容
在根据本发明的一个实施例中，在导电/超导晶体材料中加入受主掺杂物，使所形成的掺杂能带的底部(Eil)与所述导电/超导晶体材料的满带顶部(Eaiias)的距离等于或略小于h’ ωΜ，其中ωΜ是该导电/超导晶体材料中的光学波的最大频率。根据一个更具体的实施方式，在根据本发明的上述实施例中，所述掺杂能带的最低能级Eil与所述导电/超导晶体材料的所述满带的最高能级Esmax的距离略小于h’ ωΜ，即 Eil-Esmax = M ωΜ-Δ 且 Δ >0。根据本发明的一个更进一步的方面，上述晶向是该晶体材料的LO光学振动模的最大频率即ωΜ所对应的晶向。根据一个进一步具体的实施方式，上述△所对应的能级范围内有多个受主掺杂能级。根据本发明的另一个实施例，在导电/超导晶体材料中加入施主掺杂物，使所形成的施主掺杂能带的顶部与所述导电/超导晶体材料的导带底部的距离等于或略小于 h’ ωΜ，其中ωΜ是该导电/超导晶体材料中的光学波的最大频率。根据本发明的一个进一步的方面，在上述施主掺杂能带与所述满带之间设置有深能级体系，以使所述满带中的电子能够通过该深能级体系和所述晶体材料中的受激跃迁， 而跃迁到所述施主能带中，其中所述受激跃迁是由于所述晶体材料沿相关晶向的离子链的振动而形成的时变电磁场所激发的。上述深能级体系可以是所述导电/超导晶体材料(母体)中固有的，也可以是通过深能级掺杂而专门添加的，也可以两者兼有。根据本发明的一个更进一步的方面，上述晶向是该晶体材料的LO光学振动模的最大频率即ωΜ所对应的晶向。根据一个更具体的实施方式，在根据本发明的上述实施例中，所述施主掺杂能带的最高能级Eil与所述导电/超导晶体材料的所述到带的最低能级Esmin的距离略小于 h，ωMJPEsmin-Eil = K ωΜ-Δ 且 Δ > 0。根据一个进一步具体的实施方式，上述△所对应的能级范围内有多个施主掺杂
上述ωΜ即其所对应的晶向可以用传统方法测得，如中子非弹性散射方法等。本发明和本申请的范围进一步包括用上述实施例/实施方式所制成的导电/超导材料。
图1显示了根据本发明的光致电流调制晶体导电/超导器件和方法的一个实施例。图2显示了根据本发明的光致电流调制晶体导电/超导器件和方法的另一个实施例。图3显示了根据本发明的光致电流调制晶体导电/超导器件和方法的又一个实施例。图4显示了根据本发明的一个实施例的受主掺杂的导电/超导材料的能级。图5显示了根据本发明的一个实施例的施主掺杂的导电/超导材料的能级。
具体实施例方式本发明人基于其独立发现、建立的导电/超导理论，提出了一种导电/超导材料的制造方法。 晶体导电中的电子配对和“电子对调谐”黄昆教授的《固体物理学》中，介绍了晶体中的“光学”波；“光学”波是一种晶格振动的声子在波数q — 0极限下的波动模式。《固体物理学》中结合“一维双离子链”的简化模型进行了具体描述，其频率ω — (2 β (M+m) /Mm)1/2 (1) 且振幅为Β/Δ = -m/M(2)其中A、B分别是双离子晶体中的两种离子一维交替排列的链中每种离子的振幅， M和m分别是两种离子的质量(见《固体物理学》108页，黄昆著，人民教育出版社出版，统一书号13012. 0220，1966年六月出版，1979年1月第一次印刷)。之所以叫“光学”波，是因为这种波具有显著的红外效应，这种“光学”波的圆频率一般在IO13-IO14/秒的范围内，并对这个(远红外)范围内电磁波有强烈的吸收。以下所述的晶体导电/超导机制是本发明人独立研究、总结出来的，这种新颖的导电/超导机制构成了本发明的技术方案的基础。按照量子力学，在一个周期场的体系里，有Ψ (t) = U(t, t0) Ψ (t0)(3) (以下称之为 “ Ψ (t)表象”)在一级近似下矩阵U (t，t0)的元素表示为ο- / Vnk (t) exp (i (En Ek) t/h，) dt (4)其中积分针对时间tQ-t，且Vnk(t)= JqC(X) (V(x,t)-V0(x)) cpk(x)dx其物理含义是初始定态在时刻、的CPk(X)在时刻t跃迁到初始定态中“乂)的几率为 ank!(以下称这种表示为“φη(Χ)表象”)。但“φη(Χ)表象”下的晶体中的多电子系统有个问题，因为电子是在能带中的，而且除了费米面&附近的能级之外的能级都是满的或近满的，所以在大部分情况下，Ek — En的跃迁无法实现，除非-在&附近的能级有空位，近，或-原来在&的电子与原来在&的电子配对(这里不妨假定&> Ek)，从而这两个原子彼此跃迁到对方原来的态上，其中原来&上的电子发射一个能量为& = En-Ek的声子 (或其他什么)，而该声子被原来能量Ek.的电子“直接吸收”(所谓的“虚拟声子发射/吸收”)。这种电子“配对”，其本质根源是多体费米体系里的“占位冲突”。在更一般的Ψ (t)表象Ψ (t) = U(t，t。)Ψ (t0)中，上述的电子配对表现为这两个电子之间的态交换4 — — &。“电子配对=电子态交换”这种理解具有深层的物理涵义，特别是在热力学/统计力学的意义上。在上述“一维双离子链”模型下，势场为V (x, t) = q Σ (x-x10-Asin cotrLq Σ (x-x20"Bsin ω t)其中求和是对链中的各离子，q是各离子的电荷量，Xltl是第一种离子的平衡位置， A是第一种离子的“光学”波振幅，X20是第二种离子的平衡位置，B是第二种离子的“光学” 波振幅。在“光学”波极限下，ω — Οβ⑶+！^/馳广^且^々=-!!^。在小振动近似下V 的一级近似为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是这个离子(偶极子)链在无离子振荡下的定态势场，G(X) =G(x+a)是χ的周期函数。则有H = H。+G(X)Sincot和ankl - (exp (2 π i (Ep+Enk) t/h) / (Ep+Enk) —exp (_2 π i ω t (Enk-Ep) t/h) / (Ep-Enk) (6)其中Enk = En-En, Ep = h' ω是这个“光学”波的一个声子的能量。由于体系里的电子以上述ankl的几率跃迁，且由于体系里存在多电子之间的上述 “占位冲突”，该系统经历着一种“进化”过程，其中所有的电子对进行竞争。这种竞争的结果是，几率(=B1AaVi1)较小的那些能量差Enk的电子对被淘汰了，而只有能量差等于几率曲线Q(Enk)的最大值处能级差的电子对生存下来。换言之，整个体系的电子对都被“调谐”到了 Q(Enk) =的最大值处能级差所对应的频率上。S卩，只要“光学”波所对应的离子/偶极子链的时变场在体系里的显著性使得几率分布Q(Enk) = Bnk^ !的最大值在Enk = 士& = 士h’ ω处(h，= hA2 π )，h是普朗克常数)，则只有能量差等于士&= 士h’ ω的电子对生存下来。换言之，整个体系的电子都被 “调谐”到了离子链的振动模的频率ω上。其物理涵义是，系统中的电子在离子/偶极子链的谐振时变场G (x) sin ω t的驱动和中介下，通过持续每次吸收或发射该离子/偶极子链的格波的一个声子( = h’ ω)，而与该格波发生共振。另外，公式(6)表明，ankl自身也随着时间t的增加而向着Enk= 士&集中，从而使 Enk兴士&处的ankl减小。这进一步加快了上述“调谐”进程。因此，一定时间t之后，这个一维体系里所有的电子对(&和&)都会具有能量关系Enk= 士&。由于上述公式(6)表明矩阵元ankl随时间向两个峰En-Ek = 士& = h’ ω收敛，因此，随着时间t的增加，对应系统来说所有的能级都将变为“可分辩的”。由此可见，正是离子链(偶极子链)与声子(不限于上述“光学”波)的联合作用， 导致了电子对的形成；具体说就是，声子为偶极子链的(振荡)时变场的形成提供了驱动， 而时变场造成了电子配对。以上结合一维长离子格链模型说明了该模型下的一些电子行为，尤其是电子配对的机制。以下结合更具体的晶体模型和/或实际例子说明晶体导电/超导的机制。推广的一维长离子格链模型在一维离子链模型下，在只考虑相邻格点间的作用且相互作用能被近似到二次项的情况下，振动方程的通解为ω ±2 = β (M+m) /Mm) {1 士 [l_4Mmsir^2 π aq/ (M+m)2]}(B/A) ± = -(mω ±2-2 β )/(2 β cos2 π aq)其中-1/ < q彡l/4a, A是相邻格点的平衡距离，A和B分别是双离子晶体中的两种离子一维交替排列的链中每种离子的振幅，M和m分别是两种离子的质量，B是相邻离子的相互作用张力。(见《固体物理学》108页，黄昆著，人民教育出版社出版，统一书号13012. 0220，1966年六月出版，1979年1月第一次印刷)。在波恩一卡曼边界条件 exp (-2 π i2Naq) = 1 下，有q = n/QNa)，其中 η = 士1，士2，· · · · 士Ν/2.上述ω+的解在q = 0处达到最大，因此，具有q = 士 l/QNa)的光学波具有一维离子链系统的最大ω+值，而ω—的值总是小于ω+的值。N个离子的链总共有2Ν个格波解，这包括了所有可能的格波振动模。(见《固体物理学》109-110页)由此，时变场表示为=V(X，t) = V0 (χ) +G (χ) Σ sin ω t其中求和是对所有的格波振动模ω，V0(x)和G(x) = G(x+a)同上。按照与上述公式(6)相同的推导，对于微扰G(X) Σ sin ω t，设Enk = En-Ek,则有ankl Σ (exp (2 Ji i (E^+h，ω) t/h，)/ (h，ω +Enk) -exp (_2 π i ω t (E^-h，ω) t/h，)/ (h’ ω-Enk) (6Α)上式右边的第一项对应电子吸收一个声子h’ ω而跃迁Enk = En-Ek = h’ ω的几率，第二项对应电子发射一个声子h’ ω而跃迁Enk = En-Ek = -h’ ω的几率。由于公式(6Α)中有多个ω值，ankl有对应的总共2N个峰，这些峰分别位于与q = n/(2Na)对应的 ω 值，其中 n = 士 1，士2，. . . . 士N/2。出于说明目的，我们把这些ω值里最大的一个标为ωΜ，在目前的一微模型下该最大频率对应于q = 士 lA2Na)处的光学波。3维晶体里的电子配对有N个原胞的晶体有3nN个振动模，其中η是一个原胞中的原子/离子数。根据 《固体物理学》114页图5-13及相关介绍，对KBr晶体的中子非弹性散射实验表明，KBr晶体的不同振动模的ω值的大小有如下关系L0 > TO > LA > TA，而ω的最大值是q — 0 极限下LO(纵光学)模的频率；且晶向[111]的最大ω值大于晶向[100]的最大ω值，因此，对应于[100]的最大频率的电子对会被对应于[111]的最大频率的单声子所拆散。这表明只有当一个晶向所对应的最大频率为所有晶向的最大频率中的最大值时， 该晶向才会可能成为的超导电的方向。这样就能够解释高温超导材料的方向性(各向异
6性)。另外，即使对非离子晶体(如金属)，上述晶体导电/超导机制也可能同样适用。 因为，虽然诸如金属的非离子晶体中没有正负离子，但带正电的原子实的晶格振动会造成晶格中电荷分布(正原子实相对于负电的电子云的分布)的偏移，从而形成相应的偶极子和偶极子链。在某种意义上，我们可以把Ψ (t) =U(t,t0) Ψ (t0)表示的时变态视为体系里全部 N个电子的“共有时变态”，其中容纳了 N个电子；由于U(t，t0)是进化的，所以这个态是时变的。但是当t增加到一定程度之后，υα，、)一Σ δ (Enk_h’ ωωΛ2π))，其中ωω是体系内(满足边界条件)的声子模的频率，求和是对体系内所有的声子模。这时，体系趋向于一个Ψ (t) = U(t,t0) Ψ (t0)定态，其中各个跃迁Enk = 士h，ωω/(2π)所对应的相对几率也趋于定值。但由于泡利原理的限制，一般不认为多个电子会共同占有一个“态“，所以作为更好理解的一种表述，我们可以认为Ψ (t) = U(t，t0) Ψ (t0)里的电子是结对的，每个对里的电子具有相反的自旋取向。—般地说，体系V(t) = U (t, t0) Ψ (t0)内同时有电子的自发跃迁和受激跃迁。但对于一个满带中的体系来说，由于满带中的各个能级都已经被占而导致的完全的“占位冲突”，且由于禁带的限制，自发跃迁几乎为零(除非突破禁带的极微小概率的跃迁)，而受激跃迁则表现为“电子交换/配对”形式的“虚拟”受激跃迁，在h’ ωΜθ!’ =h/(2Ji))小于禁带宽度的情况下“非虚拟”的实际受激跃迁等于零。(由此可见，“电子配对”=“电子的虚拟受激跃迁”)。如果在这种满带体系中引入具有能级系列Eil < Ei2 < Ei3,……的受主掺杂能带 Ei,使得能级差Eil-Esmax等于或略小于h’ ωM(Esmax是满带里最高的一个能级能量)，则由于有Enk = h’ ωΜ的受激跃迁的耦合，满带能级Esmax上的电子能够通过受激跃迁而到达受主能级Eil，从而使受主能级Eil与原有的体系Ψ (t)耦合成一个新的体系(Ψ (t) + {En})，且这个新体系显然是导电的。而且，这时，Eil与EsmaxI的电子构成了超导电子对。进一步地，假定oM、Esmax、Ei2 满足 h’ ωΜ = Esmax-Ei2，则由于有 Enk = h’ ωΜ 的受激跃迁的耦合，受主能级Eil和Ei2将与原有的体系Ψ (t)耦合成一个新的体系(Ψ⑴+恨})， 且这个新体系显然是导电的。而且，这时，Ei2与EsmaxI的电子构成了超导电子对。这是因为，原来在Ei2与Esmax上的两个电子在通过Enk = h’ ωΜ对应的受激跃迁而结对后共同占据Ei2和Esmax态及其电子能量，它们的波函数分别为((pi2+(psmax2) ± (下标士表示电子自旋态)，它们每一个的能量是(Ei2+Esmax) /2 (不考虑自旋耦合)，而如果体系通过受激跃迁把原来在上能级Ei2的电子激发，则只能把上能级Ei2的电子激发到Ei3以上；这里，因为系统里电子态数量巨大，即由于离子链可以很长，跃迁到下方的那个空穴的统计概率几乎为零，而且这个空穴在有外电场的情况下可能会被抽走，而且，下能级由于占位冲突无法激发；如此，被激发的电子的能量就变为了 (也可以更高，但不影响以下的推理和结论)，而该电子对中的另一个电子仍然处于态(φ 2 +Cpsmax2) ±并具有能量(Ei2+Esmax)/2。 注意这其中涉及的过程电子的受激跃迁是从Ei2到Ei3，其对于的声子能量是Ei3-Ei2,而跃迁电子的能量增则加了Ei3-(EiWsmax)/2 > (Ei2-Esmax)/2 = h，ωω/2 >> Ei3-Ei2
这个多出的能量部分h’ ωm/2-(Ei3 Ei2)(或更多)显然只能由自发跃迁提供，换言之，这表明了“这一个”电子对不仅有大约为h’ ωω/2结合能，而且受激跃迁必须伴随一个不小于h’ ωΜ/2的自发跃迁，才能打破“这个”电子对。而体系里的声子获得能量h’ ωΜ/2 的几率是大约 exp(-h，ωΜΛ21 Τ))，对于 T = 100Κ，ωΜ ^ 1014/s 来说，(h，ωΜ/(2Μ) 23， 因此相应的概率是几乎为零的。—个相关的问题是，原来满带中的电子如何克服这样的结合能而进入受主能带？ 一种理解是，外部电子会从一个较高能级进入系统(尤其是在有外电场/电压时)，并跃迁到受主能带中，从而形成电子对。也可以认为满带电子是以很小的概率跃迁到受主能带的。同样，Eil >也可和Esmax下的相应能级上的电子结合成一个超导电子对。进一步地，在某些样品里，Δ =h’ ωM-(Eil-Esmax)的范围里可以对应掺杂能带 Ei里的多个能级En<Ei2<Ei3、-Ein0 一般地说，提高η即Δ值可能会提高超导临界电流，但可能会恶化超导临界温度，甚至会导致无超导相的情况；尤其是当Δ加大到使得 Eil-Esmax-A <其他晶向对应的最大LO模(纵光学模)频率的时候，超导相可能会不复存在。以上是受主(空穴)掺杂。现在分析施主掺杂的情况。在受主掺杂形成超导的情况下，满带在下，受主能带在上，两者相差等于或(略)小于h’《M。施主能带形成超导的情况类似，只是导带在上，施主能带(Eil > Ei2 > Ei3、……)在下，导带中的最低能级Esmin与施主能带中的最高能级Eil之差Esmin-Eil略小于或等于h’ ωΜ。为了说明起见我们假定有Esmin-Ei2 = h’ ωΜ。此时，施主能级Eil和Ei2上的电子会通过体系的受激跃迁而进入导带，并可以和随后跃迁到能级Eil和Ei2结成电子对，但这种电子对是不稳定的，因为由于Eil和Ei2能级上的电子跃迁到导带之后在施主能带里留下了空穴，所以声子作用或体系的受激跃迁都可以轻易地使这些电子对里的下能级Eil和Ei2上的电子向下跃迁到这些空穴上，从而破坏电子对。但如果体系里存在深能级体系，从而可以使下方满带里的电子通过体系的受激跃迁而经过该深能级体系跃迁到施主能带里，则就可以把施主能带里由于向导带的电子跃迁而产生的空穴填满，这样施主能带里的所有电子都无法通过声子作用和/或体系的受激跃迁而向下跃迁，从而使能级Eil和Ei2与上面的导带能级上的电子形成的电子对达到稳定(其机制与以上结合受主能带所作的解释相同)，而且整个体系是导电的，因为在导带里有电子。这样，就形成了和上述受主掺杂形成的超导类似的情况。显然，在从满带到施主能带的区域里的上述深能级体系，其最大能级差不能大于 h’ ωΜ。否则，满带电子无法通过体系的受激跃迁而到达施主能带。可见，施主掺杂超导比受主掺杂超导的形成机制更为复杂，相对地也更难于实现。与受主掺杂类似地，提高△值可能会提高超导临界电流，但可能会恶化超导临界温度，甚至会导致无超导相的情况；尤其是当Δ加大到使得Esmin-Eil-Δ <其他晶向对应的最大LO模(纵光学模)频率的时候，超导相可能会不复存在。这里同样可以理解成，外部电子会从一个较高能级进入系统(尤其是在有外电场 /电压时)，并跃迁到施主能带或导带中，从而形成相应的电子对。也可以认为电子是以很小的概率跃迁上来，直到导带中的。这里，占位冲突使得电子一旦跃迁上去之后就很难掉下去。由于体系的导带里有一些电子对具有与系统中的最高声子频率(ωΜ)对应的结合能(该结合能>h’ ωΜΛ)，这些电子对在统计的意义上“很难”被单声子作用所拆散，(从而)也“很难”被体系的受激跃迁所拆散，因而，这样的体系可以形成超导相，相应的材料也可以成为超导体。上述电子对的破坏可能与其他作用过程有关，尤其是多声子跃迁。由此可见，制造导电/超导晶体材料的一个关键，是形成一种相应的受主/施主体系，其中的受主/施主能带与满带顶部/导带底部的间隔等于或略小于h’ ωΜ，ωΜ是该导电/超导晶体材料中的光学波的最大频率。在根据本发明的一个实施例中，在导电/超导晶体材料中加入受主掺杂物，使所形成的掺杂能带的底部(Eil)与所述导电/超导晶体材料的满带顶部(Esmax)的距离等于或略小于h’ ωΜ，其中ωΜ是该导电/超导晶体材料中的光学波的最大频率。根据一个更具体的实施方式，在根据本发明的上述实施例中，所述掺杂能带的最低能级Eil与所述导电/超导晶体材料的所述满带的最高能级Esmax的距离略小于h’ ωΜ，即 Eil-Esmax = M ωΜ-Δ 且 Δ >0。根据本发明的一个更进一步的方面，上述晶向是该晶体材料的LO光学振动模的最大频率即ωΜ所对应的晶向。根据一个进一步具体的实施方式，上述△所对应的能级范围内有多个受主掺杂能级。根据本发明的另一个实施例，在导电/超导晶体材料中加入施主掺杂物，使所形成的施主掺杂能带的顶部与所述导电/超导晶体材料的导带底部的距离等于或略小于 h’ ωΜ，其中ωΜ是该导电/超导晶体材料中的光学波的最大频率。根据本发明的一个进一步的方面，在上述施主掺杂能带与所述满带之间设置有深能级体系，以使所述满带中的电子能够通过该深能级体系和所述晶体材料中的受激跃迁， 而跃迁到所述施主能带中，其中所述受激跃迁是由于所述晶体材料沿相关晶向的离子链的振动而形成的时变电磁场所激发的。上述深能级体系可以是原来的导电/超导晶体材料(母体)中固有的，也可以是专门添加的。根据本发明的一个更进一步的方面，上述晶向是该晶体材料的LO光学振动模的最大频率即ωΜ所对应的晶向。根据一个更具体的实施方式，在根据本发明的上述实施例中，所述施主掺杂能带的最高能级Eil与所述导电/超导晶体材料的所述到带的最低能级Esmin的间隔略小于 h，ωMJPEsmin-Eil = K ωΜ-Δ 且 Δ > 0。根据一个进一步具体的实施方式，上述△所对应的能级范围内有多个施主掺杂能级。上述ωΜ即其所对应的晶向可以用传统方法测得，如中子非弹性散射方法等。本发明和本申请的范围进一步包括用上述实施例/实施方式所制成的导电/超导材料。此外，通过用对应于ωΜ的波长的(红外)光照射晶体/超导材料，可以提高ωΜ 格波的能量，从而可以提高该材料的导电性。由于包括远红外在内的各光波段的激光技术都已经很成熟，因此实现与上述晶格“光学”波的频率ωΜ匹配的激光照射的手段是本领域熟知的。
进一步地，通过改变/调制这种照射光/电磁波的强度/有无，可以对通过被照射的晶体/超导材料中的电流强度，从而实现光致电流调制。这样的电流调制在超导应用中具有重要的价值。图1显示了根据本发明的光致电流调制晶体导电/超导器件和方法的一个实施例，其中标号101表示晶体或超导晶体，字母“i”表明的箭头表示晶体中的可能电流方向， 来自光源102的光照射到晶体/超导晶体101上，驱动装置104为光源提供驱动信号，该驱动信号可以包含预定的调制信号，从而实现对晶体或超导晶体101中的电流i的调制。应当注意的是，光源102与晶体101之间的显示距离是说明性的，不是实际距离。根据一个具体实施例，上述光源可以是一个激光器，其输出光频率与晶体/超导晶体101的格波(“光学”波)频率ωΜ匹配；尤其是，上述激光器的输出光频率与晶体/超导晶体101的最大格波频率ωΜ匹配。尤其是，上述光照射到晶体/超导晶体101上的照射表面与上述最大格波频率ωΜ 所对应的晶向向平行。图2显示了本发明的另一个实施例，其中与图1的区别在于在光源102前设置了一个光学准直装置103。图3显示了根据本发明的另一个实施例，其中光源102是与晶体/超导晶体101 接触或集成在一起的激光器102，如半导体激光器102。这种集成的工艺可以采用现有的半导体器件集成工艺。特别地，该激光器可以用与晶体/超导晶体101相同的材料制成(或进行适当掺杂)，以使其输出激光的频率与晶体/超导晶体101中的某个格波的频率相匹配或相同。尤其是，该激光器的输出激光的频率与晶体/超导晶体101中的所述“光学”波的上述最大频率ωΜ相同或相匹配。尤其是，上述光照射到晶体/超导晶体101上的照射表面与上述最大格波频率ωΜ所对应的晶向向平行。根据一个具体实施方式
，上述各实施例中光源102可以是一个红外激光器，其输出光频率格波频率ωΜ匹配，或等于晶体/超导晶体101的“光学”波频率ωΜ。应当理解的是，在以上叙述和说明中对本发明所进行的描述只是说明而非限定性的，且在不脱离如所附权利要求书所限定的本发明的前提下，可以对上述实施例进行各种改变、变形、和/或修正。
权利要求
1.制造导电/超导晶体材料的方法，其特征在于包括，在所述导电/超导晶体材料中加入受主掺杂物，使所形成的受主掺杂能带的底部与所述导电/超导晶体材料的满带顶部的距离等于或略小于ΙιωΜΛ2 π)，其中ωΜ是该导电/超导晶体材料中的光学波的最大频率，h是普朗克常数。
2.根据权利要求1所述的方法，其特征在于所述受主掺杂能带中的最低能级Eil与所述导电/超导晶体材料的所述满带中的最高能级Esmax的间距略小于1ιωΜΛ2 π )，即Eil-Esmax =\ιωΜ/(2π)-Α 且 Δ > 0。
3.根据权利要求2所述的方法，其特征在于所述在所述△所对应的能级范围内有多个受主掺杂能级。
4.制造导电/超导晶体材料的方法，其特征在于包括，在所述导电/超导晶体材料中加入施主掺杂物，使所形成的施主掺杂能带的顶部与所述导电/超导晶体材料的导带底部的距离等于或略小于ΙιωΜΛ2 π)，其中ωΜ是该导电/超导晶体材料中的光学波的最大频率，h是普朗克常数。
5.根据权利要求4所述的方法，其特征在于在所述施主掺杂能带与所述满带之间设置有深能级体系，以使所述满带中的电子能够通过该深能级体系和所述晶体材料中的受激跃迁，而跃迁到所述施主能带中，其中所述受激跃迁是由于所述晶体材料沿与所述最大频率 ωΜ相关晶向的离子链的振动而形成的时变电磁场所激发的。
6.根据权利要求5所述的方法，其特征在于所述深能级体系是导电/超导晶体材料中固有的和/或通过掺杂而设置的。
7.根据权利要求5所述的方法，其特征在于所述施主掺杂能带的最高能级Eil与所述导电/超导晶体材料的所述到带的最低能级Esmin的距离略小于1ιωΜΛ2 π )，即Esmin-Eil = hQM/(2 3i)-A 且 Δ > 0。根据一个进一步具体的实施方式，上述△所对应的能级范围内有多个施主掺杂能级。
8.导电/超导材料，其特征在于该导电/超导材料是用根据权利要求1-7中的任何一项所述的方法制成。
全文摘要
本发明涉及制造导电/超导晶体材料的方法和用该方法制造的导电/超导晶体材料。根据本发明的一个实施例的该方法包括在所述导电/超导晶体材料中加入受主掺杂物，使所形成的受主掺杂能带的底部与所述导电/超导晶体材料的满带顶部的距离等于或略小于hωM/(2π)，其中ωM是该导电/超导晶体材料中的光学波的最大频率，h是普朗克常数。根据本发明的另一个实施例的该方法包括在所述导电/超导晶体材料中加入施主掺杂物，使所形成的施主掺杂能带的顶部与所述导电/超导晶体材料的导带底部的距离等于或略小于hωM/(2π)。
文档编号H01B12/00GK102194550SQ20101011694
公开日2011年9月21日 申请日期2010年3月2日 优先权日2010年3月2日
发明者李强 申请人:田多贤