专利名称：超导器件/材料的光/电磁波调制方法和装置的制作方法
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，不仅会遇到困难，而且往往也很危险。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，尤其是相关的量子理论，从这些理论重新出发，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
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E+(k) 和位于所述上能带下方的一个下能带&00，所述上能带和所述下能带之间可以有一个禁带，也可以没有禁带，所述上能带E+(k)的底部与所述下能带E_(k)的顶部的能量间距小于 twM，其中^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，上述方法的特征在于所述上能带为受主掺杂能带，所述下能带为价带，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，从而使所述上能带中的电子与所述下能带中的电子跨越位于所述上能带与所述下能带之间的带隙而形成的电子对中的电子对于导电和/或超导有贡献。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；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，从而使所述上能带中的电子与所述下能带中的电子跨越位于所述上能带与所述下能带之间的带隙而形成的电子对中的电子对于导电和/或超导有贡献。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，从而使所述上能带中的电子与所述下能带中的电子跨越位于所述上能带与所述下能带之间的带隙而形成的电子对中的电子对于导电和/或超导有贡献。根据本发明的一个进一步的方面，所述上能带可以是导带、受主能带、施主能带之一或它们的结合和/或重叠；所述下能带可以是价带、受主能带、施主能带之一或它们的结
合和/或重叠。上述^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由于说明本发明人建立的超导机制。图2显示了根据本发明的超导材料制造方法的一个实施例。图3显示了根据本发明的超导材料制造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图6显示了根据本发明的方法的又图7显示了根据本发明的超导器件施例。图8显示了根据本发明的超导器件实施例。图9显示了根据本发明的超导器件实施例。
-个实施例。 -个实施例。
材料的光/电磁波调制方法和装置的一个实材料的光/电磁波调制方法和装置的另一个材料的光/电磁波调制方法和装置的又一个
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。如图1所示，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E+ (k)和位于所述上能带下方的一个下能带E_ (k)，所述上能带和所述下能带之间可以有一个禁带，也可以没有禁带，所述上能带E+(k)的底部与所述下能带E_(k)的顶部的能量间距小于lwM，其中^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，上述方法的特征在于所述上能带为受主掺杂能带，所述下能带为价带，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，从而使所述上能带中的电子与所述下能带中的电子跨越位于所述上能带与所述下能带之间的带隙而形成的电子对中的电子对于导电和/或超导有贡献。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；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，从而使所述上能带中的电子与所述下能带中的电子跨越位于所述上能带与所述下能带之间的带隙而形成的电子对中的电子对于导电和/或超导有贡献。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，从而使所述上能带中的电子与所述下能带中的电子跨越位于所述上能带与所述下能带之间的带隙而形成的电子对中的电子对于导电和/或超导有贡献。根据本发明的一个进一步的方面，所述上能带可以是导带、受主能带、施主能带之一或它们的结合和/或重叠；所述下能带可以是价带、受主能带、施主能带之一或它们的结
合和/或重叠。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与导带重叠或部分重叠或者衔接到了一起而形成的施主+导带能带；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+导带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，从而使所述上能带中的电子与所述下能带中的电子跨越位于所述上能带与所述下能带之间的带隙而形成的电子对中的电子对于导电和/或超导有贡献。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，且所述施主掺杂能带中的能级数是少量的，从而使所述上能带中的电子与所述下能带中的电子跨越位于所述上能带与所述下能带之间的带隙而形成的电子对中的电子对于导电和/或超导有贡献。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导带重叠或部分重叠或者衔接到了一起而形成的施主+导带能带，且所述施主掺杂能带中的能级数是少量的，从而使所述上能带中的电子与所述下能带中的电子跨越位于所述上能带与所述下能带之间的带隙而形成的电子对中的电子对于导电和/或超导有贡献。上述^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。晶体的电子配对晶体具有格波振荡模，分为“光学”波和声学波。其“光学”波具有显著的红外效应，这种“光学”波的频率一般在约IO12-IO13/秒的范围，并对这个(远红外)范围内电磁波有强烈的吸收。有关这些方面的内容可参见《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，以下亦称《固体物理学》)。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 ⑴表象”)具体地，考虑“一维双离子链”模型下的单振荡模，势场可写为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 — 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)Sin on则跃迁吸收为 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，这个电磁振荡模是由于双离子链构成的偶极子链的振荡产生的，且这个电磁振荡模是与频率相同的格波模直接耦合的。公式(6)表明，在振荡模的振幅不随时间变化即G = G(X)的情况下，ankl自身随着时间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&，从而有ankl - Σ Am δ (Enk-hvm)(7)其中Am是相应的权系数。由于矩阵元ankl随时间向En-Ek = hvffl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”。这是“稳态”下的受激跃迁所要遵守的能量守恒关系。推广的一维长离子格链模型考虑多振荡模的情况，则时变场表示为V(x，t) = V0(x)+ Σ G (χ) sin 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Σ GOOsinon，假设振幅G(x)与时间无关，设Enk = En-Ek, 则有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，求和是对电磁振荡模4 = 11、进行，右边的第一项对应电子吸收一个光子 Ep而跃迁Enk = En-Ek = Ep = hvm的几率，第二项对应电子发射一个光子& = hvm而跃迁Enk =En-Ek = -hvm 的几率。由于公式(6A)中有多个Vm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Vm值里最大的一个标为vM。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ν值的大小有如下关系L0 > TO > LA > TA，而ν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Vm值大于晶向[100]的最大Vm值。《固体物理学》201-205页中，描述了三维晶体模型下格波所产生的电磁场振荡模与晶体中电子的相互作用(注《固体物理学》201-205页中所说的“声子”应为“光子”)， 其中尤其证明了只有满足k，-k = 士q+K (8)(《固体物理学》第2O5页公式7_93)的光子(声子)吸收过程才有不为零的跃迁几率。其中k’和k分别是光子吸收 /发射之后、之前的电子波数矢量，q在此应该被理解为光子的波数，K是一个倒格矢。这是晶体中格波所产生的电磁场振荡模与电子的光子吸收/发射过程所需要遵守的波数守恒关系。在相关的光子能量范围下，光子的动量比电子的动量要小至少约5个数量级。这说明，在电子能级的E(k)_k图上，满足上述关系k’_k= 士q+K的跃迁是近乎完全纵向的“纵向跃迁”(当然包含附加声子过程的“非纵向”跃迁也是可能的，但发生几率要小得多)。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4附近的能级之外的能级都是满的或近满的，对于上述Ek — En的跃迁，除非-在&附近的能级有空位，近，或-原来在&的电子与原来在4的电子配对(这里不妨假定4> 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虚拟受激跃迁。)由于上述的能量守恒关系和波数守恒关系的限制，“虚拟受激跃迁”产生的电子配对，只发生在不同布里渊区的相应k值点之间。这种电子“配对”，其本质根源是多体费米体系里的“占位冲突”，其在更一般的ψ (t)表象Ψ (t) = U(t，t0) Ψ (t0)中表现为这两个电子之间的态交换4—— &。图1中示意显示了本发明人确立的超导相关的电子配对机制。如图1所示，在重组到同一布里渊区中的上能带E+(k)和下能上，满足上述波数守恒和能量守恒关系的一对k值处的电子之间发生了上述虚拟受激跃迁。图1中，带双箭头的虚线段各表示相应的一对电子通过彼此交换状态和它们的束缚电子(该电子具有能量AE = hvm，其中\是相应格波/电磁振荡模的频率)，而实现了上述虚拟受激跃迁，这种上述虚拟受激跃迁是一种电子配对，而AE = Iwm就是其电子对的结合能的下限。在所有满足上述能量和波数守恒关系的电子之间，都会发生这种虚拟受激跃迁和电子配对。应当注意的是，图1中所示的 “带隙”可以很小，甚至可以为零；低温金属超导可能就是基于这种配对。对这种的结合能的理解，是一个关键点。本发明人主张的理解是对中的两个电子都被对中的“那个”电子束缚在了对中的基态(即对里能量最低的态)，从这个意义上，可以说“电子对中的两个电子凝聚到了同一个基态上”。这样，当其中的任何一个电子被打出而脱离电子对时，该电子只具有基态的能量。对于这个理解，本发明人没有能在现有技术和理论中找到依据(但可能和“玻
9色-爱因斯坦凝聚”有某种联系)，但基于这种理解的解释，与一些超导相关的基本实验结果一致。这些实验结果在以下文献中描述-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.对于单原子晶体(如金属)，声学格波模下的原子实振荡会造成电荷分布的偏移， 从而产生相应的电磁振荡模。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至少某一个晶向上具有如图1所示的结构( 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/价带，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)；所述上能带与所述下能带上分别有满足上述能量守恒关系和所述波数守恒关系的对应能级。上述“少量的电子”中，“少量”意味着，在上能带与下能带间形成的上述电子对里的电子中，至少能级最高的那个电子依然是上能带中对导电有贡献的电子。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。在图2的实施例的一个具体实施例中，所述上能带和所述下能带之间有一个带隙。应当注意的是，图1和2中的上、下能带，均可以包括深能级，或部分或全部由深能级系统构成。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。由此可以推断出的是如果图2的受主能带中的电子过多，从而造成受主能带和价带的电子形成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”;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上的某些k值之间满足上述能量守恒和波数守恒关系。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都会被排除(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，形成了受主掺杂能带，且在化合物中进行施主掺杂， 形成了施主掺杂能带；-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的距离小于Iwm ；-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，小于或等于^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能够与跃迁到受主掺杂能带上的电子结成了电子对。这些电子对具有不小于禁带宽度的结合能，从而可以在相应的临界温度之下成为超导电子对。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。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)都会被排除(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，从而使电子对中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，形成了一个受主掺杂能带，且在化合物中进行施主掺杂，形成了一个施主掺杂能带；-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的距离小于Iwm ；-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vM和/或小于vM格波模所对应的电磁波模的受激跃迁下，施
12主掺杂能带上的一些剩余电子能与跃迁到受主掺杂能带上的一些电子能够结成了电子对。 这些电子对具有不小于禁带宽度的结合能，从而可以在相应的临界温度之下成为超导电子对。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。由此，可以确定的是如果施主掺杂能带中的电子过多，从而造成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)都会被排除(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。图6显示了本发明的一个进一步的实施例，其中所述下能带为价带，所述上能带为施主掺杂能带与导带重叠或部分重叠或者衔接到了一起而形成的施主+导带能带，且所述施主掺杂能带中的能级数是“少量”的，从而使所述上能带中的电子与所述下能带中的电子跨越位于所述上能带与所述下能带之间的带隙而形成的电子对中的电子对于导电和/或超导有贡献。上述^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)。通过用对应于％的波长的(红外)光照射晶体/超导材料，可以改变vM格波的能量即振幅，从而可以抑止该格波所引起的电子配对，而阻断相应的超导过程，从而形成对超导电流的调制。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^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，可以相应地调制通过被照射的晶体/超导材料中的电流强度，从而实现光致电流调制。图7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％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vM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vM 所对应的晶向向平行。图8显示了本发明的另一个实施例，其中与图7的区别在于在光源102前设置了一个光学准直装置103。图9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Vm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^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Vm匹配，或等于晶体/超导晶体101的“光学”波频率％。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(EJ与所述下能带的顶部(Eil)的能量差小于twM，其中％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，其特征在于所述上能带的底部(EJ与所述下能带的顶部(Eil)的能量差等于或略小于twM。
3.根据权利要求1或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1或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1或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1或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Eu的距离略小于twM，即Ej1-Eil = hvM-A且 Δ > 0。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。
7.根据权利要求1或的方法，其特征在于所述上能带可以是导带、受主能带、施主能带之一或它们的结合和/或重叠；所述下能带可以是价带、受主能带、施主能带之一或它们的结合和/或重叠。
8.用根据上述权利要求1或2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
本发明涉及一种超导器件/材料的光/电磁波调制方法和装置。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E+(k)和位于所述上能带下方的一个下能带E-(k)，所述上能带和所述下能带之间可以有一个禁带，也可以没有禁带，所述上能带E+(k)的底部与所述下能带E-(k)的顶部的能量间距小于hvM，其中vM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，上述能量间距等于或略小于hvM。
文档编号H01B13/00GK102208231SQ20101013601
公开日2011年10月5日 申请日期2010年3月29日 优先权日2010年3月29日
发明者李强 申请人:田多贤