电子体系与光子体系

维普资讯 http://www.cqvip.com 一述一一评一　科　电子体系与光子体系　徐少辉　丁训民　资　剑　侯晓远　２００４３３）　（复旦大学应用表面物理国家重点实验室　上海摘要　文章将电子与光子以及二者在不同的约束结构（孤立原子与光子点，孤立分子与光子分子，半导体晶体　与光子晶体）中的行为作了类比，揭示电子体系和光子体系有很高的可比性．　关键词　光子，电子，光子晶体，量子阱　ＣｏＭＰＡＩＵＳｏＮ　ＢＥＴＷＥＥＮ　ＥＬＥＣＴＲｏＮＩＣ　ＡＮＤ　ＰＨｏＴｏＮＩＣ　ＳＹＳＴＥＭＳ　ＸＵ　Ｓｈａｏ—Ｈｕｉ　ＤＩＮＧ　Ｘｕｎ—Ｍｉｎ　ＺＩ　Ｊｉａｎ　ＨＯＵ　Ｘｉａｏ—Ｙｕａｎ　（Ｓｔａｔｅ　Ｋｅｙ　Ｌａｂｏｒａｔｏｒｙｆｏｒ　Ｓｕｒｆａｃｅ　Ｐｈｙｓｉｃｓ，Ｆｕｄａｎ￡，ｒ　ｈｙ，Ｓｈａｎｇｈａｉ　２００４３３，Ｃｈｉｎａ）　Ａｂｓｔｒａｃｔ　Ａ　ｃｏｍｐａｒｉｓｏｎ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｂｅｈａｖｉｏｒ　ｏｆ　ｅｌｅｃｔｒｏｎｓ　ａｎｄ　ｐｈｏｔｏｎｓ　ｉｓ　ｇｉｖｅｎ．Ｔｈｅ　ｓｔｒｕｃｔｕｒａｌ　ｒｅｑｕｉｒｅｍｅｎｔｓ　ｆｏｒ　ｐｈｏｔｏｎ　ｃｏｎｆｉｎｅｍｅｎｔ　ｉｎ　ｃａｓｅｓ　ａｎａｌｏｇｏｕｓ　ｔｏ　ｉｓｏｌａｔｅｄ　ａｔｏｍｓ　ａｎｄ　ｍｏｌｅｃｕｌｅｓ　ａｎｄ　ｃｒｙｓｔａｌｌｉｎｅ　ｓｔｒｕｃｔｕｒｅｓ　ａｒｅ　ｄｉｓｃｕｓｓｅｄ．Ａ　ｈｉｇｈ　ｓｉｍｉ—　ｌａｒｉｔｙ　ｂｅｔｗｅｅｎ　ｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃ　ａｎｄ　ｐｈｏｔｏｎｉｃ　ｓｙｓｔｅｍｓ　ｉｓ　ｆｏｕｎｄ．　Ｋｅｙ　ｗｏｒｄｓ　ｐｈｏｔｏｎ，ｅｌｅｃｔｒｏｎ，ｐｈｏｔｏｎｉｃ　ｃｒｙｓｔａｌ，ｑｕａｎｔｕｍ　ｗｅｌｌ　半导体的出现给我们的生活带来了革命性的变　的静止质量为零，并且具有很好的空间相容性，因此　以光子作为信息和能量的载体有着巨大的优越性．　电子器件的响应时间一般为１０～ｓ，而光子器件可达　１０　。一１０　。ｓ，而且光子在通常情况下互不干涉，具　有并行处理信息的能力，与现在蓬勃发展的量子计　算机结合，将会给光子更广阔的发展空间．因此人们　会问，是否存在光子的“半导体”，光子在其中运动时　会有“光子能带”和“光子能隙”吗？近来的理论和实　验结果证明，确实存在这样一类材料，其介质材料的　介电常数周期性改变，由于光子在界面处的散射（类　化，计算机、网络、信息高速公路等现已成为家喻户　晓的名词，而这些全是在半导体电子学的基础上发　展起来的．半导体的工作载体是电子，半导体电子学　的基础是能带理论．电子在周期排列的半导体晶格　中运动时，电子波会受到周期性势场的布拉格散射，　形成能带结构，能带与能带之间可能存在能隙．当电　子波的能量落在能隙范围中时，传播是禁止的，因此　人们能很好地控制半导体中电子的运动，制作出各　种功能器件并使之日趋微小型化．然而，电子器件的　微型化并非是一个可以无限延续的进程．电子自身　的特性（具有静止质量以及电子间的库仑相互作用　等）和器件制作中的光刻等工艺所受到的物理上的　限制（衍射极限），使得微电子技术在速度、容量和空　间相容性等方面的进一步发展已相当有限．有人曾　预言，现在的微电子技术将在未来十到十五年中走　到它的尽头．因此，要从根本上打开未来功能器件的　发展空间，就必须跳出微电子的框架，寻找新的工作　载体．这时光子受到了人们的注意．　与电子相比，光子是以光速运动的微观粒子，它　似于布拉格衍射），它们能使在其中运动的光子根据　其能量的不同分别“得到许可”或被禁止．这种材料　被称为“光子晶体”或“光子禁带材料”　．最近，国　外一些研究小组开始把光子晶体应用到器件的制作　中．可以预言，就像半导体对于电子学一样，光子晶　体将会在光子学和光电子学的发展中发挥重要作　用，甚至具有某种革命性的意义！　本文将电子与光子以及二者在不同的约束结构　（孤立原子与光子点，孤立分子与光子分子，半导体　晶体与光子晶体，半导体量子阱与光量子阱）中的行　为逐一进行比较，给出两个体系的相同和类似点，为　光子晶体将来的可能发展提供说明．第一部分讨论　光子与电子不同的性质；第二部分讨论光子和电子　物理　＊　国家自然科学基金（批准号：５９８３２１００）资助项目　２００２—０３—０５收到初稿，２００２—０５—０８修回　十　通讯联系人．Ｅ－ｍａｉｌ：ｘｙｈｏｕ＠ｆｕｄａｎ．ｅｄｕ．ｃｎ　・５５８・　维普资讯 http://www.cqvip.com 在同类约束结构（如光子点与孤立原子，光子分子与　构成．电子按轨道能级排列，有Ｓ轨道，Ｐ轨道……，　轨道之间的电子发生跃迁可以产生尖锐的原子谱　线．最外层轨道电子一般叫价电子，对原子性质影响　很大．当两个原子结合组成类Ｈ　分子时，由于外层　电子的电子云发生重叠（此时对原子最外层的价电　子影响较大，对内层电子的影响可以忽略），原子轨　孤立分子等）中的相似性；第三部分讨论光子晶体和　半导体在理论和实验方面的相似性，例如光子禁带　与电子禁带，光子缺陷态与（半导体中的）电子缺陷　态等；第四部分讨论最新出现的光量子阱结构与半　导体量子阱的相似性，例如约束效应引入的离散能　级、共振隧穿效应等；第五部分总结光子体系与电子　体系的相似性和可类比性．　道能级重新组合，形成反键轨道和成键轨道，分别相　对于原来的原子能级有一个能量上升和下降的趋　势．因此原子在组成分子的过程中，能级是要发生分　１　电子与光子　电子与光子有本质的不同，如表１所列出的　裂的，而且能级分裂的大小与原子间距有关，一般随　原子间距减小而增大．而且当原子有多个价电子存　在时，分裂为多个能级．大量的原子按一定的空间排　布结合在一起组成晶体．在这些结构中，原子是有规　则排列的，价电子不再专属于某个原子，而是在晶体　中做共有化运动，因此原子的某些分立的能级形成　由一定能量范围内准连续分布的能级组成的能带，　相邻两个能带之间可能存在一定的能量区间，称为　能隙．电子不能在能隙中存在，只能在能带间跳跃．　那样．电子是自旋为１１２的费米子，而光子是自旋为　１的玻色子；电子是标量波，而光子是矢量波；电子　之间有相互作用，而光子之间没有，电子服从薛定谔　方程，而光子服从的是麦克斯韦方程，等等．但作为　基本的物质粒子，电子和光子皆有波粒二象性，只是　在我们认识事物的过程和所考察的范围内，电子更　趋向于粒子性，光子更趋向于波动性．这也就表现　在，在光理论发展史上，整体性理论（即惠更斯一菲　涅耳的理论）先于局域性理论（麦克斯韦波动方程），　而对于实物粒子（静止质量不为零），则是局域性理　晶体的三维周期性可以用形成小尺寸的“点”　（即“量子点”）来加以破坏．在这种情况下，三维方向　电子能量空间的连续性被破坏，实现电子的约束运　动，出现类似于真实的孤立原子的性质和行为，因此　量子点被称为“人造原子”　．而光子约束结构则　可通过破坏三维方向折射率的连续性实现对光的约　束，因此我们下面主要通过光约束结构与电子约束　结构的比较来说明光子与电子在形成原子、分子及　晶体中的相似性．　在回答光子在光子原子和分子中是否有类似于　论（薛定谔波动方程）先于整体性理论（即费恩曼的　路径积分理论）被人们发现　．因此电子和光子即使　有很多不相同点，但它们在很多方面还是有很多相　似之处，如二者在自由空间为平面波，在周期约束空　间为布洛赫波，等等．这也为二者在约束结构或周期　性结构中呈现相似性质提供了可能．　表１　电子与光子的特性比较　属性　电子　光子　电子在真实原子和分子中的性质前，先让我们看看　光子原子和分子是如何形成的以及它们如何实现对　光子的约束．一种方法是把ＧａＡｓ基的光学微腔沿纵　宇称　自旋　静止质量　所带电量　速度　是否遵循泡利　不相容原理　波函数　费米子　１／２　ｍｏ　玻色子　１　０　Ｏ　深向下腐蚀掉某些部分的上镜面及量子阱层，形成　１—５　ｍ范围内的方形光子点（光子原子）［见图１　（ａ）　．对于这种光子点结构，光子在垂直方向有　＜ｃｌ　ｒｔ　是　标量波　ｃ／ｎ　否　矢量波　光微腔的约束，横向平面内则由于折射率的不连续　性产生面内光约束，从而实现三维方向的光约束．因　此分离的光模式（光子能级）出现了，并且随着光子　原子尺寸的减小，分离能级间的距离明显增大．理论　色散函数　抛物线性　线形　描述方程　敏感参数　薛定谔方程　电势场大小（　）　麦克斯韦方程　介电常数（ｅ）和　磁导率（　）　＊表中ｃ是真空光速，ｎ是传输物质的折射率，ｅ为电子电荷　量，ｍ。为电子静止质量　计算（线）很好地说明了实验结果（点）［见图１（ｂ）　，　约束光模式反比于光子点横向尺寸的平方，与量子　点中电子的行为非常相似．　光子分子与真实分子的类比更好地说明了光子　２原子与光子点，分子和光子分子　一行为与电子行为的相似性．图２（ａ）是光子分子的扫　般认为　，原子由原子核和绕核运动的电子　描电镜照片　，即用两个光子原子构成一个类　・　３１卷（２００２年）９期　９　・　维普资讯 http://www.cqvip.com ＣｒｓＡ８　图１　（ａ）ＧａＡｓ基的光子点结构示意图；（ｂ）光子点分离的约束光模式　（实线为理论计算结果，点为试验结果）　分子．随着两个光子原子间距的缩小，基态光子模式　分裂为两个能级［见图２（ｂ）］．当两个光子原子靠近　时，光场发生重叠，光子原子的简并能级发生分裂，　形成成键态和反键态，使得一个能级抬高（反键态），　另一个能级降低（成键态），并且随着两个光子原子　的靠近，光场重叠更多，光模式的分裂也更大，因此　光子原子间的光场相互作用，使得光子能级的简并　度降低，这些行为非常类似于两个原子间的相互作　用．理论计算的光子分子的电场分布更说明了这个　问题［如图２（ｃ）所示］．它们是光子分子中６个最低　光约束模式的电场分布，图２（Ｃ）中的（１）和（２）可以　看作ｓ轨道中的成键和反键轨道，类似于真实原子　的ｓ态；（３）和（４）对应于类ａ的分子轨道，类似于沿　着分子轴方向的Ｐ态原子轨道模式；而（５）和（６）模　式则对应于类　分子轨道，是Ｐ型分子轨道中垂直　于分子轴方向的状态，完全类似于双原子分子中的　成键和反键轨道．　如果把光子原子按一定规则排布，研究光子能　带的形成过程，直接测出光子能带结构，则更能说明　光子和电子的类似性．图３（ａ）所示的是５０个耦合微　腔组成的光子链　．改变光子链的长度，可以研究　光子能带的形成过程．角分辨光致荧光谱的发光峰　位的变化示于图３（ｂ）．当光子链由两个光子点构成　时，光模式的峰位不随测量角度而变化，电磁场在三　个方向被约束，形成类似于真实原子中的分离能级；　光子链由四个光子点构成时，模式间的能量分裂已　经很小了；当光子链由八个光子点构成时，已经形成　了近连续的能带结构；当光子链长度到达１２个或更　高时，连续的色散曲线就形成了，只是在７。有一个裂　缝，这可能是一个光子禁带，只是由于测量精度的限　制不能明显地分辨出来．当光子链的光子点数达到　・５６０・　｝羁　１　皿　图２　（ａ）光子分子结构的ＳＥＭ照片；（ｂ）光子分子的光致发光谱，从上　往下光子原子间距逐渐缩小；（ｃ）理论计算的最低６个光子约束　态的电场分布　５０个时，出现了类似半导体能带的光子能带图［见　图３（Ｃ）］，并且在７。，１５。和２８。出现了光子禁带，禁带　宽度分别为１．３ｍｅＶ，０．８ｍｅＶ和２．１ｍｅＶ．理论结果表　明，这三个位置对应于第一、第二和第四布里渊区的　边界，由于光在边界处的散射，出现了光子禁带．第　三布里渊区边界处，则由于禁带太小（理论预测为　０．０３５ｍｅＶ），不能在实验中测量出来¨　．　物理　维普资讯 http://www.cqvip.com ３晶体与光子晶体　光子晶体的诞生是由于人们希望能像控制电子　一样来控制光子，类似于半导体周期性结构对电子　的控制，使电子不能在禁带中存在，但可跨禁带跃　迁．电子与光子在本质上有很大差别，但在形成晶体　的过程中有非常相似的物理性质和行为，在周期调　制的结构中（电子是通过势能的调制，光子是介电常　数的调制）有很多相似行为．因此固体物理中的许多　概念都可在光子晶体中应用，如倒格子、布里渊区、　＞　棚　罐　色散关系、布洛赫函数、Ｖａｎ　Ｈｏｖｅ奇点等．表２为自　由电子和光子与晶体中电子和光子的性质的比　较　．周期性势场的出现使电子的性质发生很大改　变，自由电子间的库仑相互作用变成了晶体中的镜　面库仑相互作用，电子波函数由自由电子时的平面　波变成了晶体中的布洛赫波．但可通过引入有效质　量的概念，还可用单电子方程来解释晶体中的单电　子运动，只是把其余电子的作用并入到势能和有效　质量中．因此电子在固体中的行为能很好地用有效　质量近似的单电子理论处理，表现在实际中就是固　体能带理论可以很好地解释大多数的固态现象　表２电子和光子在自由状态和在晶体中的特性比较　电　子　光子　自由电子　晶体中电子　波函数　平面波　ｋ　２ｍｏ　ｍｏ　自由光子　晶体中光子　布洛赫波　能带结构　Ｅ　（ｋ）　平面波（Ｅ分　布洛赫波　量和Ｈ分量）　光子能量　．　ｋｃ　或Ｅ，　光子能带结　构Ｅ　（ｋ）　或Ｅ　Ｖｇ＝　‘　（ｋ）　能量本征值　有效质量　速度　相互作用　＿ｈ＿—ｋ—　÷ｖ　：芒　ｍｏ　ｃｌｎ　无　群速度　无　库仑　镜面库仑　＊表中ｃ是真空光速，ｋ为渡矢，　和Ｅ　分别为介质材料的相　对磁导率和相对介电常数，ｎ是传输物质的折射率，ｅ为电子电荷　图３　量，ｍ。为电子静止质量）　（ａ）５０个耦合微腔组成的光子链的ＳＥＭ照片；（ｂ）不同耦合微腔　个数的光子链中，约束光模式随入射角的变化（从左往右的微腔　数分别为２个，４个，８个和ｌ２个）；（Ｃ）５０个耦合微腔组成的光子　链的试验（点）和理论（线）色散曲线．垂直虚线是理论计算得到　的布里渊区的边界　在有效质量近似理论下，固体中的单电子方程　可写为　Ｊ：　日　：　・【　］　：　由以上的讨论可知，在从光子到光子原子，到光　其中日为哈密顿量，　为波函数，ｈ为普朗克常数，　（ｒ）为电势，Ｅ为能量本征值，ｍ　为电子有效质　量，经过简单的公式变换，此方程可写为　子分子和光子晶体的形成过程中，都表现出和对应　的电子结构相类似的性质和行为．　【　３１卷（２００２年）９期　Ｊ：　Ｚｏ（ＫＥ）ｒ（，　・　５６１　・　维普资讯 http://www.cqvip.com 其中ｍ　＝　为相对有效质量，（肛）　（ｒ）：　ｍ　ｒｅｆ　为相对力学能，ｋｏ：　是相对电子波矢，其中ｍ二和　（ｒ）是无色散任意　区域的有效质量和热能．　电磁波在周期介质材料中的传输，其传播行为　服从麦克斯韦方程，其行为只决定于材料的介电常　数和磁导率，因此麦克斯韦的标量方程可分别写为　’一　【　Ｊ＝Ｉｉ｝　￡　（ｒ）Ｅ，　・一　［　】：Ｉｉ｝　ｆ（ｒ）日，　其中Ｅ和日分别为电磁波中的电场和磁场分量，￡　是相对介电常数，　是相对磁导率，￡。和　。分别为　自由空间的介电常数和磁导率，ｋ　是自由空间的电　磁波矢．由此可以看出，电磁场的标量方程与电子波　函数的方程非常相似，电子波函数　可与电磁场中　的电场Ｅ或磁场日对应，相对力学能（ＫＥ）　可与相　对介电常数￡　或相对磁导率　对应，相对有效质　量ｍ　可与相对磁导率　或相对介电常数￡　相对　应（见表２）．因此在固态物理中适用的解薛定谔方　程的方法都可用于光子晶体的理论计算中，例如平　面波展开法ｎ　Ｊ、紧束缚方法ｎ　＇　Ｊ、有效差分时域　法ｎ　、多重散射法　Ｊ、格林函数法　¨等．而且与电　子的能带计算不同，光子之间没有相互作用，因此解　方程得到的光子能带几乎是完全准确的．　从以上讨论可看出，描述光子在周期性介质结　构中运动的方程（麦克斯韦方程）与电子在周期性势　场结构中运动的方程（薛定谔方程）非常相似，而且　由于光子之间不相互作用，理论预测的结果可望非　常准确．而后开展的理论和实验工作都证明了光子　禁带的存在．　Ｅ．Ｙａｂｌｏｎｏｖｉｔｅｈ　小组在ＧａＡｓ基片材料上用机　械钻刻方法第一次制备出了面心立方结构（ＦＣＣ）的　光子晶体，在实验和理论上首次证明了光子晶体的　存在．他们在ＧａＡｓ基片上覆盖上膜版，在每一个圆　孑Ｌ中，从与垂直方向成３５。的三个方向钻刻，三个方　向各差１２０。，这样就制备出了第一个具有完全禁带　的三维光子晶体［见图４（ａ）］．用微波共振测量仪器　［光学上称为马克一曾德尔（Ｍａｃｈ—Ｚｅｈｎｄｅｒ）干涉　仪］从不同入射角（不同波矢）测得透射光的强度，并　把理论结果（线）和实验结果（点）进行比较，实验和　理论结果符合得非常好．如图４（ｂ）所示，其中实线　・　５６２　・　和虚线分别对应于理论计算的ｓ光和Ｐ光，圆形和　三角分别对应于实验测量的ｓ光和Ｐ光，由图可看　出，在１５ＧＨｚ附近（黑色区域）确实存在一个完全光　子禁带，其光子禁带的宽窄随两种材料的折射率差　改变，并且实验和理论结果很好地符合．这项工作在　实验和理论上首次证明了三维光子禁带的存在．　Ｏ　０　０　０　０　０　０　图４　（ａ）机械钻刻得到具有完整光子禁带的面心立方光子晶体的示意　图；（ｂ）试验（圆点和三角分别代表Ｓ光和Ｐ光）和理论（实线和虚　线分别代表Ｓ光和Ｐ光）得到的光子能带的结果．黑色区域是完　全光子禁带区　掺杂在半导体中有重要作用，人们可通过对与　硅原子相比多电子（如磷）或少电子（如硼）的原子掺　杂来形成Ｎ型或Ｐ型半导体，这是半导体二极管和　三极管的基础．杂质可分为施主和受主，是由其得失　电子的能力来决定的，一般施主容易失去电子，而受　主容易得到电子．杂质束缚态在半导体禁带中引入　杂质能级，施主束缚态一般靠近导带底，而受主束缚　态一般靠近价带顶．而根据杂质能级在禁带中的位　置可分为浅杂质能级和深杂质能级，当杂质能级相　比较更接近于导带底或价带顶时，则称之为浅杂质　能级；当杂质能级更接近禁带中央时，可称之为深杂　质能级．而最近又有新的方法来进行分类，电子激活　能由长距离库仑势决定时，是浅杂质能级；当电子激　活能是由短距离库仑势决定时，是深杂质能级　．　光子晶体中的杂质也跟半导体中的一样能起到　很重要的作用．例如在一维光子晶体（多层膜）中，可　物理　维普资讯 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引入一个　／４的缺陷，形成一个法布里一珀罗光学　微腔，人们在此基础上制成了分布反馈激光器（ｄｉｓ．　ｔｉｆｂｕｔｅｄ—ｆｅｅｄｂａｃｋ　ｌａｓｅｒ）．在三维光子晶体中，可通过　两种方法引入缺陷　：（１）在一个光子单胞中引入　较大折射率的介质材料，此缺陷在光子禁带中引入　接近于“导带底”的光子缺陷能级，行为像半导体中　的一个施主；（２）在一个光子单胞中移走一些介质材　料［见图５（ａ）］，此缺陷在光子禁带中引入接近于　“价带顶”的光子缺陷能级，行为像半导体中的一个　受主．实验上，透射谱测量可以证实光子晶体中缺陷　态的存在．完整光子晶体的光子禁带在１３—１６ＧＨｚ　之间，而通过引入缺陷可在光子禁带中引入光子缺　陷能级，受主缺陷态一般在价带边附近（禁带低能　端），见图５（Ｃ），并随着缺陷的体积大小和位置发生　变化，随着缺陷体积的增大，受主缺陷能级由浅能级　变到深能级［见图５（ｂ）］．施主能级也有相类似的性　质，施主能级仅在导带边上一点，是浅施主能级，随　着缺陷体积的增大而逐渐变为深能级．　我们讨论了光子能带与电子能带的相似性，光　子缺陷能级与电子缺陷能级的相似性，其实还有另　外一些方面二者也有诸多相似性，如光子与电子晶　体的表面态　，半导体的带间跃迁和光子晶体的　带间跃迁　等，这里就不仔细讨论了．总之，在晶体　的尺度上，光子晶体与电子晶体的相似性是在理论　和实验上都得到确认的．　４超晶格与量子阱　半导体超晶格与量子阱　，　是在２０世纪７０年　代，随着半导体器件的逐渐微型化之后引入的．它们　给半导体技术带来了革命性进展，不仅仅在基础理　论概念上的，也包括在具体器件上的应用．　设想两种晶格匹配得很好的半导体材料Ａ和Ｂ　交替生长形成周期性的半导体结构，则电子沿量子　阱生长方向（ｚ轴）的运动受到约束，分裂成一系列　离散的量子化能级，与体材料的性质有本质的不同，　表现在超晶格的光吸收谱实验中有明显的台阶形　状，这是由于电子的二维运动的态密度是常数，考虑　到不同量子能级形成子带的贡献，其光吸收谱应该　是台阶状的，而且不同阱宽的量子阱样品，台阶之间　的距离不同，阱宽越小，台阶之间的距离越宽．因此　发现了许多新的量子效应，使超晶格和量子阱在基　图５　（ａ）光子晶体缺陷的示意图，虚线方框内有一个受主缺陷；（ｂ）实　验测量的完整光子晶体的透射谱（上），受主缺陷的光子晶体透射　谱（中）和施主缺陷的光子晶体透射谱（下）；（ｃ）缺陷态能量位置　随缺陷体积的变化（空心圆点为受主缺陷，实心圆点为施主缺陷）　础和应用研究两方面给半导体科学注入了新的活　力．下面作一个简单介绍　．　共振隧穿效应：此效应首先在双势垒量子阱结　在实验和理论上证实了半导体量子阱的量子约束效　应．　在半导体量子阱的分离能级的基础上，人们又　３１卷（２００２年）９期　构中观察到．此效应表现在当电流从结构两边的电　・　５６３　・　维普资讯 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极流过时，只有当入射电子的能量与中间量子阱中　的束缚态能量一致时，隧穿概率可接近１；能量不一　致时，隧穿概率几乎为０．此现象在实验中得到了确　认，并可用相干隧穿机制和顺序隧穿机制进行解释．　还有别的新现象，例如：声子约束效应，超晶格　微带效应，二维电子气效应等，并有基于这些新现象　的新器件，如量子阱激光器，光双稳器件，共振隧穿　器件，垂直输运器件等，成为半导体研究的新领域，　带来了新的半导体技术的革命．　既然光子晶体与半导体有如此相象之处，能否　仿照半导体量子阱和超晶格制备出光量子阱和超晶　格呢？人们最近的实验和理论结果证实了此项工作　的可行性　，在一维ｂ卜Ｉ　，二维　。　和三维　光　子晶体中都实现了光量子阱结构，观察到了类半导　体量子阱的现象．我们下面就主要介绍一个二维光　量子阱和一维光量子阱的理论和实验结果．　对于二维光量子阱结构，实验结果先于理论结　果发表．为了理解上的方便，我们先介绍理论结果，　再说明实验结果．图６（ａ）是二维光量子阱的结构示　意图，两个“光子垒”由两个二维光子晶体构成（周期　性排列的棒），中间的“阱”由空气构成．对于作为光　子垒的二维光子晶体，在某一频率范围（光子禁带），　是不允许电磁波传输的，因此该频率范围内的电磁　波将被局域在作为阱的空气中，形成光量子阱结构．　并可通过调整阱宽，得到不同的光子束缚态．例如当　ｍ　¨　ｏ　¨　ｏ　阱宽为３ｍｍ，９ｍｍ和１８ｍｍ时，在光子禁带中分别有　２个，３个和５个离散光子束缚态，而且对于每个约　束光子态，其光透射率都为１［见图６（ｂ）］，可用半导　体量子阱中的共振隧穿理论来解释．在实验中确实　观察到了这些约束态　，并且随着阱宽的增加，束　缚态向高能端移动，而且阱宽达到一定厚度时，在低　能端处又出现一个新的束缚态．每个束缚态高的透　射率也证明了光量子阱中的隧穿现象的出现．因此　在实验和理论上证实了二维光量子阱与半导体量子　阱有非常相似的行为和性质．　一维光量子阱很不被人们看好，因为一维光子　晶体很难有光子禁带效应，而且一维光子晶体的隧　穿现象也可以忽略不计　．当然此种结论只是针对　第一类光量子阱结构．此种量子阱结构的光子垒由　一维光子晶体构成，光子阱则由均匀介质材料构成，　可标记为（ＡＢ）　／ＡＣ／（ＡＢ）　／基片，ＡＢ为一维光子晶　体，ＡＣ是一层均匀介质材料［见图７（ａ）左］．此种结　构的一维光量子阱（也被称为微腔结构）较难形成光　约束模式，往往光子阱很宽，而约束态很少．但第二　・５６４・　势垒势阱　势垒　●●●　●●●　蓍　●●●　●●●　螽　／、／、＾－●●●　●●●　●●●　●●●　●●●　●●●　●●●　●●●　警　螽　量　，　光子禁带　一　蓍　螽　位置　光频率／ＧＨＺ　（ｂ）　图６　（ａ）二维光量子阱结构的示意图，上图为光量子阱结构的俯视图　下图为能量空间的光量子阱结构示意图；（ｂ）理论计算的二维光　量子阱结构的透射谱，从上往下其阱宽分别为３ｒａｍ，９ｍｍ和１８ｍｍ　类一维光量子阱的提出，使这些现象得到了改观．我　们下面主要介绍第二类一维光量子阱结构的理论和　试验结果．　第二类一维光量子阱的形式可表示为（ＡＢ）　／　（ＣＤ）　／（ＡＢ）　／基片，Ａ，Ｂ，ｃ和Ｄ代表不同的介质材　料［见图７（ａ）右］．此种结构相当于在一维光子晶体　（ＡＢ）中引入另一个光子晶体（ＣＤ），当Ａ，Ｂ，ｃ和Ｄ　的参数（介电常数和厚度）满足一定条件时，可构成　一维光量子阱，例如当Ａ，Ｂ，ｃ，Ｄ的厚度都为０．５　ａ　（。是归一化晶格常数）而介电常数分别为１（Ａ和　ｃ）和１３（Ｂ和Ｄ）时，光子晶体ＡＢ和ＣＤ的光子能带　结构示于图７（ｂ），可看出ＣＤ的第二条导通带正好　在ＡＢ光子晶体的第二个禁带中，在此频率范围的　电磁波不能在ＡＢ光子晶体中传播，仅能局域在ＣＤ　光子晶体中，因此形成了光约束，实现了一维光量子　阱结构．在此一维光量子阱结构的透射谱中，在ＡＢ　的第二个光子禁带中出现了几个尖锐的透射极大　峰，这对应于光量子阱的不同的光子约束态，类似于　半导体量子阱中的分离量子态，而且每个约束态的　透射率都为１，可用半导体量子阱中的共振隧穿理　论来解释．而很有意思的结果是，可通过调整ＣＤ光　子晶体的周期数来得到所需的光子约束态．在此种　参数的光量子阱结构中，光子约束态正好等于ＣＤ　光子晶体的周期数［见图７（ｃ）］，这样在实际应用中　很容易得到自己所需要的光子约束态，实现多通道　隧穿　．　以上的理论结果很好地说明了一维光量子阱结　构的实现方法和类半导体量子阱的性质，但在实验　实现上有点难度，因为在一维光子晶体结构中不可　物理　维普资讯 http://www.cqvip.com ■●■■■■■●■■＿■■●■■■■■●■一　＋——光子禁带——　置［见图９（ａ）］，是光量子阱的束缚态，类似于半导　体量子阱结构中的离散能级．而且对于每一个束缚　态而言，其光透射率都可达到１，可用共振隧穿效应　来解释这一结果．光透射谱强度上，实验与理论结果　的差异，是由于多孔硅介质材料的吸收和光在界面　的散射引起的．　■■■■■■■■　—■■■■■■■■■一　■■—■・・■・—一　Ｉ　．．ｌＩｎｍ￣ｕｔｍｎｎＭ　———■●●—一　　　ｌ１　．．．．．．．．．．．．．．．．＿＿Ｊ　ｌ■——■—■叫［ｍｌｍｍｍｍｍｍｌ　■■■■■■■●一■●●■■■■■一　—■■■■■■■一■■■■■●■●＿—■■１■■■■■］■‘．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．ｒＪ■■■■■■■■‘　Ｉ．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．＿＿Ｊ　菖　波矢（删　（ｂ）　图７　频率（￣／２ｘｃ）　Ｃｏ）　（ａ）两种一维光量子阱结构，阱分别可以由均匀介质（左边）和另　一种光予晶体（右边）来构成；（ｂ）ＡＢ（实线）和ＣＤ（虚线）光子晶体　的能带图；（ｃ）第二种一维光量子阱结构的理论透射谱，其中ＡＢ　光子晶体的周期数为５，从上往下，ＣＤ光子晶体的周期数分别为　１，２，３和４　能有一层为空气（介电常数为１）．为解决这一问题　可引入不完全约束光量子阱的模型，并可用多孔硅　材料实现可见光波段的一维光量子阱结构　ｊ．选择　图８　（ａ）非完全约束一维光量子阱结构的光子能带图，其中虚线为ＡＢ　光子晶体，实线为ｃＤ光子晶体；（ｂ）理论计算（上）和实验测量　（下）的光子异质结结构（ＡＢ）　／（ＣＤ）　的反射谱，在每一个图中．　从上往下依次为（ＡＢ）５光子晶体，（ＣＤ）５光子晶体和光子异质结　（ＡＢ）５／（ＣＤ）５的反射谱　多孔硅材料的原因是其易于制备．因为对于多孔硅　材料而言，不同的多孔度对应于不同的折射率，而多　孔度主要由腐蚀液和腐蚀的电流密度来决定　，因　此在向下腐蚀硅基片时，可通过简单地变化电流密　度和腐蚀时间来获得不同折射率和厚度的一维周期　结构，从而得到一维的量子阱特性．　分析每个光子能级的光场分布，可加深对每个　光子束缚态的理解．在图９（ｂ）中下面３个图分别对　应于束缚态为１，２，３的光场分布，由图可见，１，２，３　的光子约束态分别有一个、两个和三个波包，与半导　在我们制作的一维多孔硅光量子阱中，Ａ，Ｂ，ｃ　和Ｄ层的折射率分别为ｎ　＝ｎ　＝２．２，ｎ　＝ｎ　＝　１．４，它们的厚度分别为Ｌ　＝７０ｎｍ，Ｌ　＝１００ｎｍ，Ｌ　＝　体量子阱中的本征波函数进行比较，可发现二者有　非常相似的波包行为，可分别对应于半导体量子阱　中的第一、第二和第三电子束缚态．可以仿照半导体　量子阱，画出光量子阱的结构图（见图１０右）．　在理论的光量子阱结构中，束缚态能级（光子能　级）个数可通过调整阱光子晶体的周期数来得到，而　９０ｎｍ，Ｌ　＝１４０ｎｍ，则在可见光波段阱光子晶体和垒　光子晶体的禁带正好拼接在一块［见图８（ａ）］．当组　成结构（ＡＢ）　／（ＣＤ）　时，类似于半导体的异质结结　构，应有光子禁带加宽的现象　，光子禁带覆盖了　整个可见光波段，因此证实了可通过特殊的光子结　且光子能级个数正好等于阱光子晶体的周期数，而　在我们的结果中却得不到如此结论．在我们的实验　中，当（ＣＤ）的周期数分别为１，３和５时光量子阱结　构分别得到一个、两个和三个光子约束态［见图１０　（ｃ）左］．这是由于在我们的光量子阱结构中，阱光子　晶体的导通带不能完全处在垒光子晶体的禁带中，　属于不完全约束光量子阱结构，即光量子阱的阱深　不够，因此不能约束如此多的光子能级，部分光子能　级被淹没在垒光子晶体的导通带中，因此不能实现　光子能级等于阱光子晶体周期数的结论．　・　构来实现光子禁带的加宽的预测［见图８（ｂ）］．在此　基础上，可制备光量子阱结构．当组成（ＡＢ）　／　（ＣＤ）　／（ＡＢ）　光子晶体结构时，在５００—７００ｎｍ波　段，对于（ＡＢ）　光子晶体是禁带区域，而对于（ＣＤ）　光子晶体，则是导通带区域，此频率的电磁波不能在　ＡＢ光子晶体中传播，仅能局域在ＣＤ光子晶体中，　因此形成了光约束，实现了一维光量子阱．在实验和　理论结果上，在此波段出现了尖锐的透射极大的位　３１卷（２００２年）９期　５６５　・　维普资讯 http://www.cqvip.com 碍长　¨　ｏ　。　鼍　拓　与表面的距离／ｎｍ　（ｂ】　图９　（ａ）光量子阱结构的理论（上）和实验（下）结果，在每一个图中，上　图光量子阱结构是（ＡＢ）５，（ＣＤ）５，（ＡＢ）５结构，下图是（ＣＤ）５／　（ＡＢ）５（ｃＤ）５结构；（ｂ）（ＡＢ）５，（ＣＤ）５，（ＡＢ）５光量子阱结构每个约　束态的电场分布，从短波长（上）到长波长（下）排列，ｎ　，ｎｎ（ｎ　）　和ｎ　分别对应于空气、高（低）折射率多孔硅层和硅基片的折射率　以上提到的光量子阱结构，并没有光波段的限　制，只需组成上面提到的量子阱结构即可．为了验证　以上的结果，可制备（ＣＤ）　／（ＡＢ）　／（ＣＤ）　量子阱结　构．对于此种结构的光子量子阱结构，波段在６５０—　８５０ｎｍ问的电磁波，（ＣＤ）　光子晶体是禁带区域，而　对于（ＡＢ）　光子晶体则是导通带区域，因此在此波　・　５６６・　鼍　拓　图ｌＯ多孔硅光量ｊ二阱结构（ＡＢ）５，（ＣＤ）　，（ＡＢ）５的买验　反射谱，旁边画出了相应量子阱结构的示意图　（ａ）ｍ：５；（ｂ）ｍ：３；（ｃ）ｍ：１　段形成了另一种光子量子阱结构．在实验和理论上，　在此波段，都得到了光束缚态的存在．而且此时的阱　较浅（仅１．５ｅＶ），因此只能存在两个光子能级，分析　这两个约束态的光场分布，得到了类似于半导体量　子阱结构中的第一和第二能级的性质，验证了光量　子阱的存在，同时也证明了此种光量子阱结构能在　任何波段形成．因此在实际应用中，可选择自己感兴　趣的波段来制备光量子阱结构．　光量子阱结构在一维、二维和三维光子晶体中　都得到了证明，得到了与半导体量子阱结构非常相　似的性质，确认了电子和光子在量子阱这种约束结　构中也有完全类似的行为．　５　总结　光子和电子虽然性质上有本质的差别，但在周　期性结构（晶体）中和约束结构（光子点，光子分子，　以及量子阱结构等）中表现出很多相似的行为和性　质，固体物理中的很多理论和工具都适用于光子晶　体系统，许多名词术语也都可用于对光子晶体系统　的描写．而且在人们的研究中也发现，光学中的许多　工具也可用于讨论半导体材料中的量子现象，例如　传输矩阵方法可用于解释电子在一维和二维半导体　异质结中的弹道量子传输机制等ｂ　’弛　．因此可以说，　对光子系统和电子系统的研究，二者互相影响，共同　前进．　物理　维普资讯 http://www.cqvip.com 参　考　文　献　ｌ　１　Ｊ　Ｙａｂｌｏｎｏｖｉｔｅｈ　Ｅ．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．，１９８７，５８：２０５９；Ｊｏｈｎ　Ｓ．Ｐｈｙｓ．　Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．，１９８７，５８：２４８６　ＶｉＵｅｎｅｕｖｅ　Ｐ　Ｒ，Ｆａｎ　Ｓ，Ｊｏａｎｎｏｐｏｕｌｏｓ　Ｊ　Ｄ．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｂ，１９９６，５４：　７８３７　Ｏｌｉｖｉｅｒ　Ｊ，Ｍａｒｔｉｎ　Ｆ，Ｃｈｒｉｓｔｉａｎ　Ｇｉｒａｒｄ　ｅｔ　ａｌ　Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．．１９９９，　８２：３１５　［２］Ｊｏａｎｎｏｐｏｕｌｏｓ　Ｊ　Ｄ，Ｍｅａｄｅ　Ｒ　Ｄ，Ｗｉｎｎ　Ｊ　Ｎ．Ｐｈｏｔｏｎｉｅ　ｃｒｙｓｔａｌ：Ｍｏｌｄｉｎｇ　ｔｈｅ　ｆｌｏｗ　ｏｆ　ｌｉｇｈｔ．Ｐｒｉｎｃｅｔｏｎ：Ｐｒｉｎｃｅｔｏｎ　Ｕｎｉｖｅ￣ｉｔｙ　Ｐｒｅｓｓ，１９９５　Ｌｅｕｎｇ　Ｋ　Ｍ．Ｊ．Ｏｐｔ．Ｓｅｅ．Ａｍ．Ｂ，１９９３，１０（２）：３０３　Ｙａｂｌｏｎｏｖｉｔｃｈ　Ｅ，Ｇｍｉｔｔｅｒ　Ｔ　Ｊ，Ｍｅａｄｅ　Ｒ　Ｄ　ｅｔ　ａ１．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．，　１９９１，６７：３３８０　［３］Ｙａｂｌｏｎｏｖｉｔｃｈ　Ｅ．Ｊ．Ｏｐｔ．Ｓｏｃ．Ａｍ．Ｂ，１９９３，１０（２）：２８３　［４］Ｇａｙｌｏｒｄ　Ｔ　Ｋ，Ｈｅｎｄｅｒｓｏｎ　Ｇ　Ｎ，Ｇｌｙｔｓｉｓ　Ｅ　Ｎ．Ｊ．Ｏｐｔ．Ｓｏｃ．Ａｍ．Ｂ，　１９９３，１０（２）：３３３　Ｍｅａｄｅ　Ｒ　Ｄ，Ｂｒｏｍｍｅｒ　Ｋ　Ｄ，Ｒａｐｐｅ　Ａ　Ｍ　ｅｔ　ａ１．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｂ．１９９１＋　４４：１Ｏ９６１　Ｒｏｂｅｒｔｓｏｎ　Ｗ　Ｍ，Ｍａｙ　Ｍ　Ｓ．Ａｐｐ１．Ｐｈｙｓ．Ｌｅｔｔ．，１９９９，７４：１８００　［５］　曾谨言．量子力学导论（第二版）．北京：北京大学出版社，　１９９８．３８９［Ｚｅｎｇ　Ｊ　Ｙ．Ｉｎｔｒｏｄｕｃｔｉｏｎ　ｔｏ　ｑｕａｎｔｕｍ　ｍｅｃｈａｎｉｃｓ（Ｓｅｃｏｎｄ　Ｅｄｉｔｉｏｎ）．Ｂｅｉｊｉｎｇ：Ｐｅ￣ｎｇ　Ｕｎｉｖ．Ｐｒｅｓｓ，１９９８，３９８（ｉｎ　Ｃｈｉｎｅｓｅ）］　【６　Ｊ　Ｅｄ．１ｊ　Ｍ　Ｆ．Ｍｏｄｅｍ　Ｓｅｍｉｃｏｎｄｕｃｔｏｒ　Ｑｕａｎｔｕｍ　Ｐｈｙｓｉｃｓ．Ｓｉｎｇａｐｏｒｅ：　Ｗｏｒｌｄ　Ｓｃｉｅｎｔｉｉｅ．１９９４．４８　ｆＷｉｎｎ　Ｊ　Ｎ，Ｆａｎ　Ｓ　Ｈ，Ｊｏａｎｎｏｐｏｕｌｏｓ　Ｊ　Ｄ　ｅｔ　ａ１．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｂ，１９９９，　５９：１５５１　Ｅｄ．Ｍｅｎｄｅｚ　Ｅ　Ｅ，Ｖｏｎ　Ｋｌｉｔｚｉｎｇ　Ｋ．Ｐｈｙｓｉｃｓ　ａｎｄ　Ａｐｐｈｃａｔｉｏｎ　ｏｆＱｕａｎ－　ｔｕｒｎ　ＷｅＵｓ　ａｎｄ　Ｓｕｐｅｒｌａｔｔｉｃｅｓ．ＮＡＴＯ　ＡＳＩ．Ｎｅｗ　Ｙｏｒｋ：Ｐｌｅｎｕｍ．１９８７　【７　Ｊ　Ｋａｓｔｎｅｒ　Ｍ　Ａ．Ｐｈｙｓ．Ｔｏｄａｙ，１９９３，４６：４１３　ｌ　８　Ｊ　ｓｃｈｅｄｅｌｂｅｃｋ　Ｇ，Ｗｅｇｓｃｈｅｉｄｅｒ　Ｗ，Ｂｉｃｈｌｅｒ　Ｍ　ｅｔ　ａ１．Ｎａｔｕｒｅ，１９９７，　２７８：１７９２　夏建白，朱邦芬．半导休超晶格物理．上海：上海科学技术出　版社，１９８５［Ｘｉａ　Ｊ　Ｂ，Ｚｈｕ　Ｂ　Ｆ．Ｐｈｙｓｉｃｓ　ｏｆ　Ｓｅｍｉｃｏｎｄｕｃｔｏｒ　Ｓｕｐｅｆｌａｔ．　ｉｒｃｅ．Ｓｈａｎｇｈａｉ：Ｓｃｉｅｎｃｅ－Ｔｅｃｈｎｏｌｏｇｙ　Ｐｒｅｓｓ，１９９５（ｉｎ　Ｃｈｉｎｅｓｅ）一　２８　２９　３０　３１　【９　Ｊ　Ｂａｎｉｎ　Ｕ，Ｃａｏ　Ｙ　Ｗ，Ｋａｔｚ　Ｄ　ｅｔ　ａ１．Ｎａｔｕｒｅ，１９９９，４００：５４２　【１０　Ｊ　Ｂａｙｅｒ　Ｍ，Ｈａｗｒｙｌａｋ　Ｐ，Ｈｉｎｚｅｒ　Ｋ　ｅｔ　ａ１．Ｓｃｉｅｎｃｅ，２００１，２９１：４５１　【ｌ１　Ｊ　Ｒｅｉｔｈｍａｉｅｒ　Ｊ　Ｐ，Ｒｏｈｎｅｒ　Ｍ，ＺｕＵ　Ｈ　ｅｔ　ａ１．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．，１９９７，７８　（２）：３７８　Ｌｉｎ　Ｓ　Ｙ，Ａｒｊａｖａｌｉｎｇａｍ　Ｇ．Ｊ．Ｏｐｔ．Ｓｅｅ．Ａｍ．Ｂ，１９９４，ｌ１（１０）：２１２４　Ｈｎ　Ｓ　Ｙ，Ａｒｊａｖａｌｉｎｇａｍ　Ｇ．Ｏｐｔｉｃｓ　Ｌｅｔｔｅｒ，１９９３，１８（１９）：１６６６　Ｊｉｎｇ　Ｙ，Ｎｉａｕ　Ｃ，ｌｊｕ　Ｄ　Ｌ．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ　Ｂ，１９９９，５９：９９８１　Ｍｉｙａｚａｋｉ　Ｈ，Ｊｉｍｂａ　Ｙ，Ｋｉｍ　Ｃ　Ｙ　ｅｔ　ａ１．Ｊｐｎ　Ｊ．Ｐｈｙｓ．Ｓｅｅ．，１９９６，６５：　３８４２　【１２　Ｊ　Ｂａｙｅｒ　Ｍ，Ｇｕｔｂｒｏｄ　Ｔ，Ｒｅｉｔｈｍａｉｅｒ　Ｊ　Ｐ　ｅｔ　ａ１．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．，１９９８，　；；｝　８１（１２）：２５８２　［１３］ＢａｙｅｒＭ，Ｇｕｔｂｒｏｄ　Ｔ，Ｆｏｒｃｈｅｌ　Ａ　ｅｔ　ａ１．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．，１９９９，８３　（２５）：５３７４　　Ｊ，Ｗａｎ　Ｊ，Ｚｈａｎｇ　Ｃ．Ａｐｐ１．Ｐｈｙｓ．Ｌｅｔｔ．，１９９８，７３：２０８４　［３２］　Ｚｉ［３３］　Ｑｉａｏ　Ｆ，Ｚｈａｎｇ　Ｃ，Ｗａｎｇ　Ｊ　ｅｔ　ａ１．Ａｐｐ１．Ｐｈｙｓ．Ｌｅｔｔ．，２０００，７７：３６９８　［３４］　Ｘｕ　Ｓ　Ｈ．Ｘｉｏｎｇ　Ｚ　Ｈ，Ｇｕ　Ｌ　Ｌ　ｅｔ　ａ１．Ｓｅｍｉｅｏｎｄ．Ｓｅｉ．Ｔｅｃｈｎｏ１．．２００２＋　１７：１００４　【１４　Ｊ　Ｚｈａｎｇ　Ｚ，Ｓａｔｐａｔｈｙ　Ｓ．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．，１９９０，６５：２６５０　【ｌ５　Ｊ　ＨｏＫ　Ｍ，Ｃｈａｎ　Ｃ　Ｔ，Ｓｏｕｋｏｕｌｉｓ　Ｃ　Ｍ．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．，１９９０，６５：　３１５２　［３５］　Ｙａｎｏ　Ｓ，Ｓｅｇａｗａ　Ｙ，Ｂａｅ　Ｊ　Ｓ　ｅｔ　ａ１．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｂ，２００１，６３：１５３３１６　［３６］　［３８］　Ｂｉｓｉ　Ｏ，Ｏｓｓｉｅｉｎｉ　Ｓｔｅｆａｎｏ，Ｐａｖｅｓｉ　Ｌ．Ｓｕｒｆ．Ｓｃｉ．Ｒｅｐｏｒｔｓ．，２０００，３８：１　【１６　Ｊ　Ｐｅｎｄｒｙ　Ｊ　Ｂ，Ｍａｃｋｉｎｎｏｎ　Ａ．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．，１９９２，６９：２７７２　【１７　Ｊ　ＭｕｋａｉｙａｍａＴ，Ｔａｋｅｄａ　Ｋ，Ｍｉｙａｚａｋｉ　Ｈ　ｅｔ　ａ１．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．，１９９９，　８２：４６２３　ｄ　Ｔ　Ｋ，Ｂｒｅｎｎａｎ　Ｋ　Ｆ．Ｊ．Ａｐｐ１．Ｐｈｙｓ．，１９８９，６５：８１４　［３７］　ＧａｙｌｏｒＨｅｎｄｅｍｏｎ　Ｇ　Ｎ，Ｇａｙｌｏｒｄ　Ｔ　Ｋ，Ｇｌｙｔｓｉｓ　Ｅ　Ｎ．Ｐｒｏｃ．ＩＥＥＥ，１９９１，７９：　１６４３　ｌ　ｌ８　Ｊ　Ｂａｙｉｎｄｉｒ　Ｍ，Ｔｅｍｅｌｋｕｒａｎ　Ｂ，Ｏｚｂａｙ　Ｅ．Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．，２０００，８４：　２１４０　・物理新闻・　冶金学的进化（Ｅｖｏｌｕｔｉｏｎａｒｙ　Ｍｅｔａｌｌｕｒｇｙ）　将量子理论与生物演化的数值计算相结合的新方法可用来研究新的合金材料，丹麦的一群科学家们正　在利用这种新方法去发展和研究从电路配件到催化剂等一系列优良合金材料．一般来说，用理论的方法来探　寻各种合金材料是不太实用的，科学界通常都是用实验的方法来验证各类合金材料的特征，但科学家要想从　上千万种合金中找出少量的优质合金是既要有耐心，又要有运气才行．　丹麦科技大学的Ｊ．Ｎｏｒｓｋｏｖ教授与他的同事们利用量子力学中的密度泛函理论，用材料内部电子密度间　的互作用来推断材料特性的技巧不太费力地从２０万种化合物中确认了２０来个具有实用价值的合金材料．　它们的具体方法是：先指定四种称为“生存群体（１ｉｖｉｎｇ　ｐｏｐｕｌａｔｉｏｎ）”的合金，每一种携带有一个确定的遗传密　码，这些遗传密码是从３２种金属进行组合后优选出的．然后按照达尔文进化论来编制计算程序，使这四种密　码进行突变与无规组合，利用优胜劣汰的原则让其中最适合与最稳定的合金得到继续生存的权利，让它们成　为下一代的发展母本，也就是新一代的生存群体．　Ｊ．Ｎｏｒｓｋｏｖ研究小组对几种不同的原始群体进行反复的迭代研究，最后得到了一组相同的并能继续发展　的合金种类，其中的一部分具有优质合金的特性，另外一部分有一定的潜在价值．他们认为这种将量子理论　与生物演化相结合的方法在寻找新的优质合金材料方面是非常成功的，同时它也可以大大地减少那种既花　钱又费力的实验室工作．　（云中客摘自Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ｌｅｔｔ．，２４　Ｊｕｎｅ　２００２）　３１卷（２００２年）９期　・５６７・