专利名称：超导化合物制造方法及用该方法制造的超导化合物的制作方法
技术领域：
本发明涉及基于新颖晶体导电/超导机制的超导化合物及其制造方法。
背景技术：
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。传统的固体物理理论对导电及施主/受主掺杂的经典/准经典解读，并不一定适用于对超导机制下的施主/受主行为的理解(这和“‘超导体’不等于‘没有电阻的导体’” 的情况有所类似)。这些经典/准经典解读包括-在对固体导电的一些传统解读中，电子被理解为具有速度(与波数k对应的速度)的“粒子”；-受主掺杂的效果被理解为相应的正电荷移动；-受主-施主联合掺杂被强调为两种效果相反的载流子的彼此中和；-施主掺杂被理解为向原来基本上空的导带提供了跃迁上去的电子；-受主掺杂被理解为给满的价带上的电子提供了跃迁机会，从而使价带出现了空位(空穴)，从而具有了导带的属性；-等等。现有技术中的这些解读，对于理解相应的不同具体问题和场景时，是有效的，但一旦所针对的具体问题和场景改变时，这些解读往往难以直接适用于新的问题。因此，用传统的导电、受主/施主掺杂的经典/准经典解读去理解与超导机制相关的物理过程、物理关系，不仅很困难，而且也很危险。究其原因，主要在于这些解读之所以能被用来理解相应的不同具体问题和场景， 在于这些解读所依据的基本的物理理论(尤其是量子理论)的适用性，而不是形象化的经典/准经典解读本身。因此，当所针对的具体问题和场景改变时，研究者必须回到基本的物理理论，从而这些理论重新出发，去研究分析新的具体问题和场景，并提出新的形象化的经典/准经典解读以便于对这些新问题和场景的理解。例如，某些高温超导材料是空穴掺杂的，但一些传统的解释告诉我们空穴型导电机制是因为原来满的价带中的电子跃迁到了空穴能级上，从而在价带中留下了空穴；但随着温度T趋于零，这种跃迁不复存在，但超导却不会因为温度下降而消失，这显然与传统的空穴导电的解释不符。施主导电的情况也是类似，传统解释把施主导电归因于施主电子跃迁到了导电上，但随着温度T趋于零，这样的跃迁不复存在，而某些施主型材料却能实现超导，这显然与施主导电的传统解释矛盾
发明内容
根据本发明的一个实施例的化合物制造方法包括，在化合物中形成一个上能带和位于所述上能带下方的一个下能带，所述上能带和所述下能带之间为禁带，所述上能带的底部(EJ与所述下能带的顶部(Eil)的距离等于或略小于1ιωΜΛ2π)，其中ωΜ是该化合物中的声子振动模的最大频率。其中h是普朗克常数。根据本发明的一个进一步的方面，上述上能带的底部(Ejl)与下能带的顶部(Eil) 的距离等于或略小于ΙιωΜΛ2 π )的能级关系是沿着与所述化合物的声子振动模最大频率 ω Μ所对应的晶向上的能级关系。根据本发明的一个进一步的方面，上述方法的特征在于上述上能带为受主掺杂能带，上述下能带为价带，且通过施主掺杂在所述受主掺杂能带之上形成一个施主掺杂能带，所述施主掺杂能带中的能级数少于所述受主掺杂能带中的能级数且是少量的，从而使位于所述空穴能带的底部附近的电子对导电有贡献。根据本发明的一个进一步的方面，上述方法的特征在于所述下能带为价带，所述上能带为施主掺杂能带与受主掺杂能带重叠或部分重叠或者衔接到了一起而形成的施主+受主掺杂能带因此，所述空穴-施主混合能带中的施主能级数少于受主能级数，且施主能级数是少量的，从而使位于所述空穴-施主混合能带的底部附近的电子对导电有贡献。根据本发明的一个进一步的方面，上述方法的特征在于所述下能带是一个受主掺杂能带；所述上能带是一个施主掺杂能带；所述施主掺杂能带中的能级数目大于该受主掺杂能带中的能级数目，从而当该施主掺杂能带中的电子向下跃迁而填满了该受主掺杂能带中的所有能级之后，所述施主掺杂能带上仍然还有剩余的电子；且所述剩余的电子的数目是“少量”的，从而使位于所述施主掺杂能带的底部附近的能级上的电子对导电有贡献。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，所述下能带的最高能级Eil与所述上能带的最低能级的距离略小于1ιωΜΛ2 π )，即^1-Eil = h M/(2Ji)-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所述上能带和/ 或下能带的多个能级。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/实施方式所制成的化合物。根据本发明的一个方面，所述化合物为晶体化合物、非晶化合物中的一种。根据本发明的一个方面，所述晶体化合物是离子晶体、共价晶体、合金晶体、离子-共价混合晶体中的一种。
图1显示了根据本发明的方法的一个实施例。图2显示了根据本发明的方法的另一个实施例。
图3显示了根据本发明的方法的又一个实施例。图4显示了根据本发明的方法的又一个实施例。图5显示了根据本发明的方法的又一个实施例。
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。根据本发明的一个实施例的化合物制造方法包括，在化合物中形成一个上能带和位于所述上能带下方的一个下能带，所述上能带和所述下能带之间为禁带，所述上能带的底部(EJ与所述下能带的顶部(Eil)的距离等于或略小于1ιωΜΛ2π)，其中ωΜ是该化合物中的声子振动模的最大频率。其中h是普朗克常数。根据本发明的一个进一步的方面，上述上能带的底部(Ejl)与下能带的顶部(Eil) 的距离等于或略小于ΙιωΜΛ2 π )的能级关系是沿着与所述化合物的声子振动模最大频率 ω Μ所对应的晶向上的能级关系。根据本发明的一个进一步的方面，上述方法的特征在于上述上能带为受主掺杂能带，上述下能带为价带，且通过施主掺杂在所述受主掺杂能带之上形成一个施主掺杂能带，所述施主掺杂能带中的能级数少于所述受主掺杂能带中的能级数且是少量的，从而使位于所述空穴能带的底部附近的电子对导电有贡献。根据本发明的一个进一步的方面，上述方法的特征在于所述下能带为价带，所述上能带为施主掺杂能带与受主掺杂能带重叠或部分重叠或者衔接到了一起而形成的施主+受主掺杂能带因此，所述空穴-施主混合能带中的施主能级数少于受主能级数，且施主能级数是少量的，从而使位于所述空穴-施主混合能带的底部附近的电子对导电有贡献。根据本发明的一个进一步的方面，上述方法的特征在于所述下能带是一个受主掺杂能带；所述上能带是一个施主掺杂能带；所述施主掺杂能带中的能级数目大于该受主掺杂能带中的能级数目，从而当该施主掺杂能带中的电子向下跃迁而填满了该受主掺杂能带中的所有能级之后，所述施主掺杂能带上仍然还有剩余的电子；且所述剩余的电子的数目是“少量”的，从而使位于所述施主掺杂能带的底部附近的能级上的电子对导电有贡献。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，所述下能带的最高能级Eil与所述上能带的最低能级的距离略小于1ιωΜΛ2 π )，即^1-Eil = h M/(2Ji)-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所述上能带和/ 或下能带的多个能级。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/实施方式所制成的化合物。
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根据本发明的一个方面，所述化合物为晶体化合物、非晶化合物中的一种。根据本发明的一个方面，所述晶体化合物包括离子晶体、共价晶体、合金晶体、离子-共价混合晶体。晶体的电子配对黄昆教授的《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B/A = -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”波的圆频率一般在约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 (2 π i (En-Ek) t/h) dt(4)其中积分针对时间t。-t，且Vnk(t)= φη*(χ) (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 &)的几率为 ank!(以下称这种表示为“φη(Χ)表象”)。具体地，在“一维双离子链”模型下，势场为V (x, t) = q Σ (X-X10-Asin ω Γ1-。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 — Οβ (M+m)/Mm)"2，且B/A =-m/M。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 - {θχρ [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, & = h ω Λ2 π )是与这个“光学”波耦合的电磁振荡模的一个光子的能量；在双离子链晶体的情况下，这个电磁振荡模可以被认为是双离子链构成的偶极子链的振荡所产生的。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乒士&处的ankl减小。在一定的时间t之后，ankl会完全收敛于Enk = 士Ep，从而有ankl—Σ Affl δ (Enk-hcomA2ji))，其中 Am 是相应的权系数。由于矩阵元ankl随时间向En-Ek = h m/(2Ji)收敛，因此，随着时间t的增加，对受激跃迁来说系统能带中的能级都将变为“可分辩的”。晶体的多电子系统中，由于电子是在能带中的，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4上的电子发射一个能量为4 = Enjk的光子， 而该光子被原来能量Ek.的电子“直接吸收”(所谓的“虚拟光子发射/吸收”)。(之所以是光子而不是声子，是因为激励这种跃迁的是电磁振荡模，且这种跃迁是电磁振荡模引发的受激跃迁。)这种电子“配对”，其本质根源是多体费米体系里的“占位冲突”。这种配对是在“φη(Χ)表象”下体现的，在更一般的Ψ (t)表象Ψ (t) = U(t，t0) Ψ (t0)中，上述的电子配对表现为这两个电子之间的态交换& — &。“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。正是格波振荡模与其相联的电磁振荡模的联合作用，导致了电子对的形成；具体说就是，声子为电磁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_4Mmsin22 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_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 Sincot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 (Enl^p) t/h] -1} / (Ep+Enk)
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- {exp [2 Ji it (Enk-Ep) t/h] -1} / (Enk-Ep) (6A)上式中，求和是对电磁振荡模& = h ffl/(2Ji)进行，右边的第一项对应电子吸收一个光子&而跃迁Enk = En-Ek = Ep = h ffl/(2Ji)的几率，第二项对应电子发射一个光子 Ep = hom/(2Ji)而跃迁 Enk = En-Ek = -hωωΛ2 Ji)的几率。由于公式(6Α)中有多个ωω值，ankl有对应的总共2N个峰，这些峰分别位于与q =m/ (2Na)对应的 01值，其中 m = 士1，士2，. . . . 士N/2。出于说明目的，我们把这些ωω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ωω值大于晶向[100]的最大ωω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。更一般地说，对于各向异性材料/化合物，只有当该材料/化合物沿某一个方向所对应的最大声子振动模频率为该材料/化合物沿所有方向的所有声子振动模频率中的最大值时，该方向才会可能成为的超导电的方向。需要注意的是，即使对于单原子晶体(如金属)，即使其中没有“光学”波，声学格波模下的原子实振荡会造成电荷分布的偏移，且这种偏移主要来自两种机制1)在低频段，伴随原子实的电子云几乎完全跟随原子实的振荡；由于电子云是有分布的，其对原子实的屏蔽随原子实与相关点r的相对距离而改变，故原子实/电子云的振荡会造成上述屏蔽的变化，等效于在相关点r处所看到的原子实与电子云的正、负电荷中和后的净电荷量的变化，这个净电荷量的振荡变化对应于一个电磁振荡模，其造成相应的电势场改变；2)在一定频率以上，伴随原子实的电子云几乎完全不再跟随原子实的振荡，振荡原子实和静止的电子云等效于一个振荡偶极子，这个振荡偶极子产生相应的电磁振荡模， 其造成相应的电势场改变。由于^k1是对上述电势场改变的积分(尤其是在当前原胞内的积分)。在低频段该积分取决于电子云的分布，由于电子云一般集中于原子实的周围，在原胞里的很大一部分区域，不完全屏蔽的电荷都很小，而场的改变的一级近似则是这个很小的电荷与原子实振荡位移的乘积，因而在原胞的大部分区域里都可视为一个二级小量；电子云越集中在原子实周围，屏蔽效果随振荡的改变越小，积分就越小。而在高频段，这个积分取决于振荡的幅度和涉及到的电荷量(不仅限于价电子， 内层电子的电子云也至少部分地对偶极矩有所贡献)，在整个原胞里都是如此。因此，高频段的跃迁系数^k1可能大于甚至远大于低频段的跃迁系数％\，这样，低频跃迁几率会被高频跃迁所抑止，并造成低于某一频率值的格波/电磁振荡模所对应的受激跃迁可忽略的情况，这足以构成低温超导的一个充分的核心要素。
一般地说，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，如果禁带很宽，则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 ω ΜΛ2 π ) 小于禁带宽度的情况下“非虚拟”的实际受激跃迁等于零。实际上，由于电子对是“纵向”配对的，在温度T = OK下，体系里所有的电子都结成了网络；而当温度T开始上升时，这个电子网络从其顶部(即费米能级4附近)开始被破坏；在某个临界温度Τ。之上，电子网络上部被严重破坏，而由于对导电有贡献的电子基本上都位于费米能级4附近，所以在Τ。之上，对导电有贡献的电子基本上都不再处于这个网络之中。因此，超导转变本身是电子网络完整性的一个标志。根据本发明的一个实施例，通过调整化合物成分和/或含量，使所述化合物的能带体系在沿着与ωΜ对应的晶向上具有如图1所示的结构(ωΜ是所述化合物的格波振动模的最大频率)，其中，该化合物的能带体系包括一个上能带和位于所述上能带下方的一个下能带；所述下能带是满带，而所述上能带则有“少量”的电子或者是空的(“少量”含义将在下文解释)；所述上能带和所述下能带之间为禁带，所述上能带的最低能级I1与所述下能带的最高能级Eil的距离等于或略小于h ω ΜΛ2 π )，即有Ejl-Eil = h MA2ji)-A，其中Δ >0，且ωΜ是该化合物中的声子振动模的最大频率，h是普朗克常数，则上能带能级&上的电子与下能带最高能级Eil上的电子能够通过Enk = h ω ΜΛ2 π ) - Δ的受激跃迁的耦合，而形成电子对，从而使上能带能级上的电子与下能带中的所有电子构成的原有体系Ψ (t) 耦合成一个新的体系(Ψ (t) + {Ej)，这个新体系显然应该是导电的。在此需要特别注意的是，“满带不导电”是传统的解释，在适用这种解释的时候要特别注意其是否能在基本的物理理论中找到依据。进一步地，假定对于上能带中的能级Ejl < Ej2 < Ej3......以及ωΜ、Ei2有h M/
(2 π) =Ej2-En，则由于有= hcoMA2 Ji)的受激跃迁的耦合，上能带的能级Ej1* Ej2 将与原有的价带体系V(t)耦合成一个新的体系(Ψα) + {ΕΜ} + {Ε」2})，且这个新体系显然是导电的。现在考虑Ej2与Eil上的两个电子组成的电子对的结合能。首先作这样的理解在 Ej2与Eil上的两个电子在通过1ιωΜΛ2 π )对应的受激跃迁而结对后共同占据Eil和Ej2态及其电子能量，它们的波函数分别为(q>ii+q)j2) ± (下标士表示电子自旋态)，它们每一个的能量是(En+Ep) /2 (不考虑自旋耦合)，而如果体系通过受激跃迁把对中的一个电子激发，如果此时Eil下方的空穴已经被填满，则只能把这个电子激发到Ej3以上，被激发的电子的能量就变为了 Ei3或更高，而该电子对中的另一个电子仍然处于态(cpi2 +cpsmax2)±并具有能量彡(E^Eil)/2，这样这两个电子的能量就增加了至少(E^Eil)/2，这个增加量就是这个电子对(在Eil下方空穴都被填满情况下)的结合能。按正则系综理论，体系里的总宏观能量上升1ιωΜΛ4 π)的几率是exp {_ [h ω Μ/ G ^O]/(kT)}，对于 T = 100K，ωΜ 1013-1014/s 来说，hωΜ/(4 31)/(kT) ^ 2.3-23，这和传统上建立的(结合能)/kT。^ 4基本相当。实际上，按照一种可能更为实际的理解，一个电子对包括两个电子和一个光子 hco/Qj!)(对上述电子对其光子能量为hcOM/Qj!))，这两个电子通过彼此交换该光子而实现配对；换言之，该光子把两个电子结合在一个对里，或者说，这两个电子束缚了该光子从而结对。在这样的模型下，当其中的任何一个电子在外部作用下脱离电子对时，这个光子都不会伴随这个离开的电子(这可以结合FED0R0V等人的试验结果而得到验证，见 Phys.Rev. Lett. 82,2179(1999) :Fedorov et al. Temperature Dependent Photoemission Studies of Optimally DopedBi2Sr2CaCu208)。这样，上述情况下，电子对的结合能就是 !!(^/^"，而有！^/^^!)/^!1) 4. 6-46(在 ωΜ 1013-1014/s 下)，这和传统上建立的(结合能)/kTc ^ 4就完全符合了。关于上能带空穴上的电子的来源，上、下能带以外的某些电子会从一个较高能量跃迁到上能带的能级(如Ejl或 等)上，从而形成电子对。同样，Eu >也可和Ei2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 ω /(2 π)-(Ejl-Eil)的范围里可以对应下能带Ei 里的多个能级Eil < Ei2 < Ei3、...禾Π /或上能带中的能级Ejl < Ej2 < Ej3...。但当Δ加大到使得ΗωΜΛ2π)-Δ彡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。上述“少量的电子”中，“少量”意味着，在上能带底部与下能带顶部处的电子之间的能量差约的电子对里的电子中，至少能级最高的那个电子依然是上能带中的导电电子。按照与传统解释一致的一种解释，未满的能带中对导电有贡献的电子是位于该能带中有电子填充的那些能级中最上和近最上的能级上的电子，底部的电子由于存在同能级中相反方向的电子的抵消，对导电没有贡献；因此，如果上能带中的电子过多，从而造成在能量差约的电子对中能级最高的那个电子之上的电子太多的话，电子对中的所有电子(它们占据上能带中最低的那些能级)都被排除(或基本被排除)在对导电/超导有贡献的电子之外。图2显示了图1所示的实施例的一种具体情况，其中-上述上能带为受主掺杂能带，-上述下能带为价带，-通过调节化合物以及掺杂物的成分和/或含量，使受主掺杂能带和价带间的禁带宽度等于或略小于ΙιωΜΛ2 π )(即，受主掺杂能带的最低能级Ε"与价带的最高能级Eil 之间有 Ejl-Eil = \ιωΜ/(2π)-Α),-通过施主掺杂，在所述受主掺杂能带之上，形成有一个施主掺杂能带；-其中，所述施主掺杂能带中的能级数是“少量”的。由于施主掺杂能带在受主掺杂能带之上，因而施主掺杂能带中的施主电子会自动跃迁到受主掺杂能带的能级上，从而使跃迁到受主掺杂能带的底部的能级上的电子与价带顶端部分的能级上的电子，能够通过与格波模ωΜ(和/或略小于ωΜ但与ωΜ模同晶向的格波模)所对应的电磁波模的受激跃迁，而形成电子对。这些电子对可以成为超导电子对。同样，在此需要特别注意的是，“满带不导电”是传统的解释，在适用这种解释的时候要特别注意其是否能在基本的物理理论中找到依据。在图2实施例的情况下，上能带是空穴能带，其是否适用“满带不导电”的传统解释是需要考察的。在传统的解释里，价带(下能带)中的电子必须跃迁到空穴能级上，在价带中留下空穴，才能实现导电，即所谓的“空穴导电”。但这显然不符合超导配对下的超导机制，因为温度趋于零时这样的跃迁不复存在。而从物理含义上看，首先，从施主掺杂能带进入受主掺杂能带的电子容易向其他受主原子的电子“空位”移动，但如果其周围的“空位”已经被其他电子填充，则该电子无法移动，所以过多的“空位”填充反而不利于电子通过“空位”的输运。其次，通过“空位”移动的电子也存在被同能级中相反方向的电子的抵消的可能，一旦被抵消则该电子对导电/超导没有贡献，即，受主能带中对导电有贡献的电子是位于该能带中有电子填充的那些能级中最上和近最上的能级上的电子。由此，即使“满带不导电”是否适用尚不确定，但可以推断出的是如果受主能带中的电子过多，从而造成在能量差约h ω ΜΛ2 π )的电子对中能级最高的那个电子之上的电子太多的话，电子对中的所有电子(它们占据受主能带中最低的那些能级)都被排除(或基本被排除)在对导电/超导有贡献的电子之外。所以，所述施主掺杂能带中的能级数(即可跃迁到受主能带中的电子数)必须是“少量”的，即上述的“少量”。因此，所述施主掺杂能带中的能级数少于所述受主掺杂能带中的能级数且是少量的，从而使位于所述空穴能带的底部附近的电子对导电有贡献。图4显示了图1所示的实施例的另一种具体情况。如图4的实施例与图2的不同在于，施主掺杂能带与受主掺杂能带重叠或部分重叠，或者衔接到了一起，从而施主掺杂能带与受主掺杂能带在整体上成为一个未满的“施主+受主掺杂能带”(在如图4的实施例的情况下，施主掺杂能带中的部分或全部能级可低于该受主掺杂能带的最低能级)；同样，通过调节化合物以及掺杂物的成分和/或含量，使该施主+受主掺杂能带和价带间的禁带宽度等于或略小于h ω ΜΛ2 π )(即有^1-Eil = h ω ΜΛ2 Ji) - Δ，如图4所示)。同样，在此需要特别注意的是，“满带不导电”是传统的解释，在适用这种解释的时候要特别注意其是否能在基本的物理理论中找到依据。在图4实施例的情况下，上能带是空穴占优势的空穴-施主混合能带，其是否适用“满带不导电”的传统解释是需要考察的。 传统解释下，空穴占优势的空穴-施主混合能带一般被视为纯空穴能带，因而传统解释认为价带(下能带)中的电子必须跃迁到空穴-施主混合能带中的空穴能级上，在价带中留下空穴，才能实现导电，即所谓的“空穴导电”。但这显然不符合超导配对下的超导机制。而从物理含义上看，首先，进入空穴-施主混合能带中的空穴的电子会向其他空穴移动，但如果其周围的空穴已经被其他电子填充，则该电子无法移动，所以过多的空穴填充反而不利于电子通过空穴的输运。其次，通过空穴移动的电子也存在被同能级中相反方向的电子的抵消的可能，一旦被抵消则该电子对导电/超导没有贡献，即，空穴-施主混合能带中对导电有贡献的电子是位于该能带中有电子填充的那些能级中最上和近最上的能级上的电子。由此，即使“满带不导电”是否适用尚不确定，但可以推断出的是如果空穴-施主混合能带中的电子过多，从而造成在能量差约h ω ΜΛ2 π )的电子对中能级最高的那个电子之上的电子太多的话，电子对中的所有电子(它们占据空穴-施主混合能带中最低的那些能级)都被排除(或基本被排除)在对导电/超导有贡献的电子之外。因此，所述空穴-施主混合能带中的施主能级数少于受主能级数，且施主能级数 (即施主电子数)是少量的，从而使位于所述空穴-施主混合能带的底部附近的电子对导电有贡献。
如图3所示的是图1所示的实施例的另一种具体情况，其中-在化合物中进行受主掺杂，形成了具有能级系列Eil> Ei2 > Ei3.......的受主
掺杂能带，且在化合物中进行施主掺杂，形成了具有能级& < Ej2 < Ej3.......的施主掺
杂能带；-该施主掺杂所形成的施主能级与导带能级的能量相当，即施主能级与导带能级发生了重叠；-该受主掺杂能带在该施主掺杂能带之下；在该受主掺杂能带的顶部和该施主掺杂能带的底部之间有一个能隙，其宽度等于或略小于h MA2ji)，即E^1-Eil = h M/ (2π)-Δ ；-该施主掺杂能带中的能级数目大于该受主掺杂能带中的能级数目，从而当该施主掺杂能带中的电子向下跃迁而填满了该受主掺杂能带中的所有能级之后，该施主掺杂能带上仍然还有剩余的电子；且-上述剩余的电子的数目是“少量”的。这样，在与格波模ωΜ(和/或略小于ωΜ但与ωΜ模同晶向的格波模)所对应的电磁波模的受激跃迁下，施主掺杂能带底部附近处的能级上的剩余电子能与跃迁到受主掺杂能带上的电子结成了电子对。这些电子对具有约等于h ω ΜΛ2 π)的结合能，从而可以在相应的临界温度之下成为超导电子对。进一步地，在某些样品里，Δ =h M/(2 π)-(Ejl-Eil)的范围里可以对应施主和/ 或受主掺杂能带里的多个能级...Ew < Ei2 < Eil < EjiEj2 < Ej3. ·.。但当Δ加大到使得 hωM/(2π)-A <其他晶向对应的最大声子振动模频率的时候，超导相可能会不复存在。同样，在此需要特别注意的是，在适用相关的传统解释和/或半经典解释与分析的时候要特别注意其是否能在基本的物理理论中找到依据。在图3实施例的情况下，上能带是施主能带，在适用相关的传统解释是需要考察的。传统解释下，施主能带中的电子必须跃迁到其上的导带能级上，成为导带中的(近)自由电子，才能实现导电，即所谓的“施主电子导电”。但这显然不符合超导配对下的超导机制，因为在温度趋于零是这种跃迁不复存在但超导却存在。而从物理含义上看，按照传统的理论，留在施主能带中的电子不会形成导电，因为施主电子通常是被束缚的，不能在材料中(近)自由移动。但如果施主掺杂物是某些特定的掺杂物，使得施主掺杂所形成的施主能级与导带能级的能量相当(即施主能级与导带能级发生了重叠)，则此时施主中的电子就是(近)自由电子，而图3实施例中的上能带成为施主掺杂能带+导带的联合能带，而这时施主能带中的电子即使不跃迁也是导电电子。虽然此时上能带(即施主掺杂能带+导带的联合能带)中的电子是(近)自由电子，可以参与导电，但一来上能带中有过多的电子可能造成电子输运过程中的“塞车”反而不利于导电，二来该上能带中的电子存在被同能级中相反方向的电子的抵消的可能，而一旦被抵消则该电子就对导电/超导没有贡献，即，施主掺杂能带+导带的联合能带中对导电 /超导有贡献的电子是位于该能带中有电子填充的那些能级中最上和近最上的能级上的电子。由此，即使“满带不导电”是否适用尚不确定，但可以推断出的是如果施主掺杂能带+导带的联合能带中的电子过多，从而造成在能量差约h ω μΛ2 π )的电子对中能级最高的那个电子之上的电子太多的话，这些电子对中的所有电子(它们占据施主掺杂能带+导带的联合能带中最低的那些能级)都被排除(或基本被排除)在对导电/超导有贡献的电子之外。因此，如图3所示的施主掺杂能带中的能级数要大于受主掺杂能带，但大过的能级数(即受主能带被来自施主能带的电子填满后，施主能带中剩余的电子数)不能太大，而应该是少量的，从而使位于所述施主掺杂能带+导带的联合能带的底部附近的电子对导电有贡献。这就是上述的“少量”在图3所示的实施例下的含义。如图5所示的是图1所示的实施例的另一种具体情况，其中-在化合物中进行受主掺杂，形成了具有能级系列Eil> Ei2 > Ei3.......的受主
掺杂能带，且在化合物中进行施主掺杂，形成了具有能级Eu < Ej2 < Ej3.......的施主掺
杂能带；-该受主掺杂能带在该施主掺杂能带之下；在该受主掺杂能带的顶部和该施主掺杂能带的底部之间有一个能隙，其宽度等于或略小于h MA2ji)，即E^1-Eil = h M/ (2π)-Δ ；-该施主掺杂能带中的能级数目大于该受主掺杂能带中的能级数目，从而当该施主掺杂能带中的电子向下跃迁而填满了该受主掺杂能带中的所有能级之后，该施主掺杂能带上仍然还有剩余的电子；且-上述剩余的电子的数目是“少量”的。这样，在与格波模ωΜ(和/或略小于ωΜ但与ωΜ模同晶向的格波模)所对应的电磁波模的受激跃迁下，施主掺杂能带底部附近的能级上的剩余电子能与跃迁到受主掺杂能带上的电子结成了电子对。这些电子对具有约等于h ω ΜΛ2 π)的结合能，从而可以在相应的临界温度之下成为超导电子对。进一步地，在某些样品里，Δ =h M/(2 π)-(Ejl-Eil)的范围里可以对应施主和/ 或受主掺杂能带里的多个能级...Ew < Ei2 < Eil < EjiEj2 < Ej3. ·.。但当Δ加大到使得 hωM/(2π)-A <其他晶向对应的最大声子振动模频率的时候，超导相可能会不复存在。同样，在此需要特别注意的是，在适用相关的传统解释和/或半经典解释与分析的时候要特别注意其是否能在基本的物理理论中找到依据。在图5实施例的情况下，上能带是施主能带，在适用相关的传统解释是需要考察的。传统解释下，施主能带中的电子必须跃迁到其上的导带能级上，成为导带中的(近)自由电子，才能实现导电，即所谓的“施主电子导电”。但这显然不符合超导配对下的超导机制，因为在温度趋于零是这种跃迁不复存在但超导却存在。而从物理含义上看，按照传统的理论，施主能带中的电子不是(近)自由电子，因为施主电子通常是被束缚的，不能在材料中(近)自由移动；只有当施主能带中的电子跃迁到导带中时，才能成为(近)自由电子。但如果如图5所示那样，在施主能带下方有一个受主能带，则此时施主中的一些电子会跃迁到下方的受主能级上，按照准经典的物理图像，这就是施主原子“多出”的电子跃迁到了受主原子的“空位”上，从而在施主原子处产生了空穴。在如图5所示的情况下，施主能带上的电子多于受主能带上的空位，所以该材料系统中总有一些剩余的“多出”的电子，这些电子由于能量较高，很容易移动到跃迁到下方受主能带上的施主电子留下的空穴上，从而形成导电(尤其是因为此时施主掺杂能带已经不是满的)。
虽然此时施主掺杂能带中的剩余电子可以形成导电，但一来施主掺杂能带中有过多的电子可能造成电子输运过程中的“塞车”反而不利于导电，二来该施主掺杂能带中的电子存在被同能级中相反方向的电子的抵消的可能，而一旦被抵消则该电子就对导电/超导没有贡献，即，施主掺杂能带中对导电/超导有贡献的电子是位于该施主掺杂能带中仍有电子填充的那些能级中最上和近最上的能级上的电子。由此，即使“满带不导电”是否适用尚不确定，但可以确定的是如果施主掺杂能带中的电子过多，从而造成在能量差约h ω ΜΛ2 π )的电子对中能量最高的那个电子之上的电子太多的话，这些电子对中的所有电子(它们占据施主掺杂能带最低的那些能级)都被排除(或基本被排除)在对导电/超导有贡献的电子之外。因此，如图5所示的施主掺杂能带中的能级数要大于受主掺杂能带，但大过的能级数(即受主能带被来自施主能带的电子填满后，施主能带中剩余的电子数)不能太大，而应该是少量的，从而使所述施主掺杂能带的底部附近的能级上的电子对导电有贡献。这就是上述的“少量”在图5所示的实施例下的含义。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/实施方式所制成的化合物。根据本发明的一个方面，所述化合物为晶体化合物、非晶化合物中的一种。根据本发明的一个方面，所述晶体化合物是离子晶体、共价晶体、合金晶体、离子-共价混合晶体中的一种。一般地说，上述下能带是满的或近满的(可以有极少量的空穴)。而上述上能带则是空的或近空的(可以有极少量的电子)。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.化合物制造方法，包括在化合物中形成一个能带系统，该能带系统包括一个上能带和位于所述上能带下方的一个下能带，所述上能带和所述下能带之间为禁带， 其特征在于所述上能带的底部(Eu)与所述下能带的顶部(Eil)的能量差等于或略小于h M/ O π )，其中ωΜ是该化合物中的声子振动模的最大频率，其中h是普朗克常数。
2.根据权利要求1所述的方法，其特征在于上述上能带的底部(Ε。与下能带的顶部 (Eil)的距离等于或略小于1ιωΜΛ2π)的能级关系是沿着与所述化合物的声子振动模最大频率ωΜ所对应的晶向上的能级关系。
3.根据权利要求2所述的方法，其特征在于上述上能带为受主掺杂能带，上述下能带为价带，且通过施主掺杂在所述受主掺杂能带之上形成一个施主掺杂能带， 所述施主掺杂能带中的能级数少于所述受主掺杂能带中的能级数且是少量的， 从而使位于所述空穴能带的底部附近的电子对导电有贡献。
4.根据权利要求2所述的方法，其特征在于所述下能带为价带，所述上能带为施主掺杂能带与受主掺杂能带重叠或部分重叠或者衔接到了一起而形成的施主+受主掺杂能带因此，所述空穴-施主混合能带中的施主能级数少于受主能级数，且施主能级数是少量的，从而使位于所述空穴-施主混合能带的底部附近的电子对导电有贡献。
5.根据权利要求2所述的方法，其特征在于 所述下能带是一个受主掺杂能带；所述上能带是一个施主掺杂能带；所述施主掺杂能带中的能级数目大于该受主掺杂能带中的能级数目，从而当该施主掺杂能带中的电子向下跃迁而填满了该受主掺杂能带中的所有能级之后，所述施主掺杂能带上仍然还有剩余的电子；且所述剩余的电子的数目是“少量”的，从而使位于所述施主掺杂能带的底部附近的能级上的电子对导电有贡献。
6.根据权利要求2所述的方法，其特征在于在根据本发明的上述实施例中，所述下能带的最高能级Eil与所述上能带的最低能级Ejl的距离略小于1ιωΜΛ2 π )，即Ejl-Eil = h M/ (2 π )-Δ 且 Δ > 0。
7.根据权利要求6所述的方法，其特征在于上述△所对应的能级范围内有所述上能带和/或下能带的多个能级，上述下能带是满的或有极少量的空穴，而上述上能带则是空的或有极少量的电子。
8.用根据上述权利要求1-7中的任何一项的方法制成的化合物。
9.根据权利要求8所述的化合物，其特征在于所述化合物为晶体化合物、非晶化合物中的一种。
10.根据权利要求8所述的化合物，所述晶体化合物是离子晶体、共价晶体、合金晶体、 离子-共价混合晶体中的一种。
全文摘要
化合物制造方法，包括在化合物中形成一个能带系统，包括一个上能带和位于所述上能带下方的一个下能带，所述上能带和所述下能带之间为禁带，其特征在于所述上能带的底部(Ej1)与所述下能带的顶部(Ei1)的能量差等于或略小于hωM/(2π)；ωM是该化合物中声子振动模的最大频率。本发明还包括用该方法制成的化合物。由于电子对是“纵向”配对的，在T＝0K下，体系里所有电子都结成了网络；当T上升时，该电子网络从其顶部(即费米能级EF附近)开始被破坏；在某临界温度Tc之上，电子网络上部被严重破坏，而由于对导电有贡献的电子都位于费米能级EF附近，所以在Tc之上对导电有贡献的电子基本上都不再处于这个网络之中。因此，超导转变本身是电子网络完整性的一个标志。
文档编号H01B13/00GK102194551SQ20101012930
公开日2011年9月21日 申请日期2010年3月19日 优先权日2010年3月19日
发明者李强 申请人:田多贤