ES2208732T3 - Resonador de fonones. - Google Patents

Abstract

SE ESTABLECE UNA ESTRUCTURA DE DENSIDAD PERIODICAMENTE VARIABLE, QUE ACTUA COMO RESONADOR PARA FONONES CAPACES DE PARTICIPAR EN INTERACCIONES FONONES-ELECTRONES. ESPECIFICAMENTE, SE ESTABLECE UN RESONADOR DE FONONES QUE ES RESONANTE PARA FONONES DE IMPULSO APROPIADO PARA PARTICIPAR EN TRANSICIONES RADIANTES INDIRECTAS Y/O EVENTOS DE DISPERSION ENTRE VALLES INTERZONALES. PREFERIBLEMENTE, LA ESTRUCTURA ES UNA SUPERRETICULA ISOTOPICA, PREFERIBLEMENTE DE SILICIO. LA ESTRUCTURA DE LA PRESENTE INVENCION TIENE PROPIEDADES OPTICAS, ELECTRICAS Y/O DE TRANSFERENCIA TERMICA MEJORADAS. TAMBIEN SE ESTABLECE UN METODO PARA PREPARAR LA ESTRUCTURA DE LA PRESENTE INVENCION.

Description

Resonador de fonones.

Antecedentes del invento

Los materiales semiconductores han mostrado ser la piedra angular de la revolución electrónica; y el silicio, gracias a su pureza, facilidad de obtención, y al alto rendimiento en su fabricación, ha sido el material dominante utilizado en la tecnología de los circuitos integrados. Con la constante presión de conseguir dispositivos más rápidos y eficientes, existe mucho interés en desarrollar o encontrar materiales nuevos y más baratos que puedan responder a las demandas interconectadas asociadas con el creciente paralelismo y tasas de datos más altas. Adicionalmente, la presión para reducir el tamaño y la densidad de los dispositivos ha centrado los esfuerzos en identificar materiales con eliminación de calor y/o conductividad eléctrica mejoradas.

La utilización de materiales superconductores, en combinación con tecnologías de semiconductores, se ha propuesto como una solución a los problemas de disipación de calor surgidos con los actuales materiales semiconductores. Específicamente, se ha sugerido que, para reducir la eliminación de calor, en los circuitos integrados podrían utilizarse cables superconductores y conexiones. Desafortunadamente, incluso superconductores de "alta temperatura" recientemente descubiertos no funcionan por encima de temperaturas criogénicas. Además, los gastos y las dificultades tecnológicas asociadas con la integración de tecnologías disponibles de superconductores y semiconductores hace esta posibilidad irreal, cuando no inviable.

Los sistemas de comunicación ópticos ofrecen una solución potencial al problema de la interconexión, pero los esfuerzos de desarrollo han sido impedidos por las dificultades asociadas con la integración de fuentes de luz eficientes a los circuitos de silicio disponibles. El propio silicio, como los otros elementos de su familia de la tabla periódica (grupo IV), tiene propiedades ópticas limitadas debido a su estructura cristalina de simetría central y a una banda prohibida indirecta, que prohibe la emisión de fotones por transmisión por radiación eficiente de banda a banda (véase más adelante).

Se han realizado muchos esfuerzos dirigidos a evitar las reglas de selección que prohiben la transmisión por radiación de banda a banda en semiconductores de banda prohibida indirecta con el fin de desarrollar materiales semiconductores con propiedades ópticas mejoradas (Lyer y otros, Science 260:40-46, 1993). Un método ha consistido en introducir impurezas adecuadas en la retícula del grupo IV. El enlace rígido de un excitón (un par electrón-agujero) con una impureza puede proporcionar transmisiones por radiación eficaces si se ha introducido un suficiente volumen de impurezas. El esfuerzo que ha tenido más éxito ha implicado complejos isoeléctrónicos y al Erbium, dopante del grupo de las tierras raras. Sin embargo, el Erbium, al igual que otros complejos de impurezas por radiación, es difícil de introducir en una concentración suficiente para proporcionar ganancia óptica.

También se han hecho esfuerzos dirigidos a producir aleaciones y superretículas ordenadas con la idea de utilizar la técnica de banda prohibida para "doblar" la zona de Brillouin y conseguir un material casi discontinuo directo (Presting y otros. Semicond. Sci. Technol. 7:1127-1148, 1992). El más popular de estos sistemas de materiales ha sido el silicio-germanio, con algún interés reciente en la aleación cuaternaria carbón-silicio-germanio-estaño. Estos materiales tienen que mostrar aún la eficacia por radiación de los materiales de banda prohibida directa.

Un mecanismo ampliamente estudiado (pero poco entendido) de la emisión de luz se produce en el silicio que ha sufrido un proceso de tratamiento electroquímico con ácido (Lyer y otros. supra). El tratamiento con ácido produce una estructura porosa con partículas de tamaño nanométrico que, por pasivación, proporciona una fotoluminiscencia visible y eficaz. Las muestras de silicio tratadas con ácido también han sido excitadas en electroluminiscencia y han atraído algún interés en dispositivos de visualización.

Además, se han fabricado LEDs utilizando carburo de silicio. Sin embargo, no ha sido posible producir amplificadores ópticos (o sea, láser) utilizando materiales de banda prohibida indirecta para una discusión de las razones subyacentes.

Así, existe la necesidad de desarrollo de materiales con propiedades ópticas, electrónicas y/o de eliminación de calor. Existe una especial necesidad de materiales semiconductores mejorados. Preferiblemente, los materiales mejorados deberían ser compatibles con los materiales electrónicos actuales (es decir, el silicio).

Resumen del invento

El presente invento proporciona un material mejorado en el que las características ópticas, electrónicas, y/o de eliminación de calor están modificadas debido a que ciertas interacciones electrón-fotón están mejoradas o eliminadas en el material. Específicamente, el presente invento proporciona un material de banda prohibida indirecta que funciona como un resonador de fonones con números de onda deseados. En algunas realizaciones el resonador de fonones del presente invento visualiza una capacidad de emisión o de absorción de fotones relativa incrementada para conocer materiales de banda prohibida indirecta. En otras realizaciones, el presente resonador de fonones tiene propiedades eléctricas mejoradas, tales como la conductividad eléctrica. El resonador de fonones del presente invento puede también mostrar características térmicas mejoradas, y puede ser incorporado en dispositivos electrónicos para proporcionar una transferencia de calor mejorada. La presente invención también proporciona una superretícula de isótopos que es un resonador de fonones.

El resonador de fonones del presente invento puede ser incorporado en alguno de los diferentes dispositivos ópticos tales como, por ejemplo, LEDs y láseres. El presente resonador de fonones puede ser utilizado, por ejemplo, en comunicaciones ópticas, almacenamiento de datos, impresión, emisión de luz ultravioleta, láseres de rayos infrarrojos, etc. Otras realizaciones del resonador de fonones del presente invento tienen una mayor conductividad eléctrica y pueden utilizarse en aplicaciones eléctricas tales como, por ejemplo, en aplicaciones de superconductores.

La presente descripción también proporciona métodos de fabricación de una superretícula de isótopos que es un resonador de fonones.

El resonador de fonones del presente invento es una estructura de una densidad que varía sustancialmente de forma periódica, cuya estructura comprende al menos una primera zona de una primera densidad, y al menos una segunda zona de una segunda densidad, siendo las zonas primera y segunda contiguas y alternando en la estructura, de forma que la estructura tiene una densidad que sustancialmente varía de forma periódica. El período de la estructura se selecciona de forma que la estructura sea sustancialmente resonante para los fonones de vector de onda adecuados para participar en interacciones electrón-fonón (es decir, fonones de vector de onda adecuados para participar en transiciones electrónicas por radiación, fonones de vector de onda adecuado para participar en dispersión interzonal y/o entre cavidades de electrones de banda de conducción).

En algunas realizaciones el resonador de fonones del presente invento es una estructura que tiene cavidades de bandas de conducción degeneradas y variaciones sustancialmente periódicas de la composición del material, de forma que la dispersión de electrones entre las cavidades de bandas de conducción degeneradas es aumentada con relación a la dispersión de electrones entre cavidades en una estructura que carece de las variaciones sustancialmente periódicas.

En algunas realizaciones, la densidad o el material de composición de la estructura varía periódicamente en más de una dimensión; en otras realizaciones, cada zona comprende una capa, de forma que la densidad o composición material de la estructura varía periódicamente en solamente una dimensión.

En el presente invento, el resonador de fonones es una estructura por capas que comprende una superretícula de isótopos en la que cada capa está enriquecida con un isótopo de un elemento. Más preferiblemente, las capas están enriquecidas con diferentes isótopos del mismo elemento, preferiblemente silicio. En algunas realizaciones preferidas de una superretícula de isótopos de silicio del presente invento, la superretícula tiene un período que es un múltiplo entero de cinco capas de átomos; en realizaciones alternativas preferidas, el período es un múltiplo entero de diez capas de átomos.

El resonador de fonones del presente invento, en algunas realizaciones, es también resonante de fonones (direccionales o coherentes) que son generados por emisión estimulada de fonones, de forma que el resonador proporciona una transferencia de calor acelerada. En algunas realizaciones, el resonador de fonones proporciona una resonancia de fonones estocástica.

El presente invento también proporciona diversos dispositivos que incorporan un resonador de fonones. El invento proporciona, entre otras cosas, un dispositivo de emisión de luz, que comprende un resonador de fonones, un primer electrodo dispuesto en un primer lado de la estructura; y un segundo electrodo dispuesto en un segundo lado de la estructura, siendo el segundo lado opuesto al primer lado. Al menos uno de los electrodos puede ser transparente, si se desea. El dispositivo emisor de luz del presente invento puede incluir una región dopada-p y otra región dopada n, y puede funcionar como un díodo emisor de luz (LED). Las zonas dopadas-p y dopadas-n del dispositivo de emisión de luz del presente invento pueden tener una banda prohibida mayor que la del resonador de fonones, de forma que electrones y agujeros están confinados dentro del resonador de fonones. El dispositivo de emisión de luz del presente invento incluye preferiblemente un canal de ondas dieléctrico, más preferiblemente formado por la zona dopada-p y la zona dopada-n, teniendo cada una un índice de refracción mayor que el de la estructura. En algunas realizaciones, el dispositivo emisor de luz del presente invento es un láser (es decir, una superficie emisora de reflexión de cara cortada, con retroalimentación distribuida, y/o de cavidad vertical de emisión superficial).

El presente invento también proporciona dispositivos seleccionados del grupo consistente en dispositivos emisores de luz, de diodos emisores de luz, de diodos de láser, de láser de reflexión de cara cortada, láser de retroalimentación distribuida, láser emisores de superficie de cavidad vertical, detectores ópticos, moduladores ópticos, dispositivos ópticos no lineales, conductores eléctricos, transformadores planos, diodos, transistores bipolares, transistores de efecto de campo, circuitos integrados, SQUIDS, enlaces Josephson, transductores, y detectores de microondas, que están mejorados con respecto a los dispositivos convencionales debido a que incorporan un resonador de fonones que es sustancialmente resonante para fonones de vector de onda apropiado para participar en interacciones fonón-electrón.

El presente invento proporciona también un método para producir un resonador de fonones que comprende el paso de producir una estructura de densidad variable periódicamente de forma sustancial que comprende al menos una primera zona o capa de una primera densidad; y al menos una zona o segunda capa de una segunda densidad, siendo las zonas primera y segunda contiguas entre sí y alternando en la estructura de forma que la estructura tenga de forma sustancial una densidad periódicamente variable, siendo seleccionado el período de la estructura de forma que la estructura sea de forma sustancial resonante para fonones de vector de onda apropiado para participar en interacciones electrón-fonón. Preferiblemente, una superretícula de isótopos se produce por separación de isótopos y ensamblaje de la superretícula. La separación de isótopos se realiza preferiblemente por un método seleccionado del grupo, que consiste en destilación, extracción, centrifugación, difusión, métodos electromecánicos, y métodos electromagnéticos; el ensamblaje de una superretícula de isótopos se realiza preferentemente por un método seleccionado del grupo que consiste en: deposición de vapores químicos, epitaxia de haz molecular, y epitaxia de haz químico. En algunos casos, los pasos de separar y ensamblar se realizan independientemente: En casos alternativos, los pasos de separar y ensamblar se realizan simultáneamente. En los casos preferidos, una superretícula de isótopos del presente invento se produce utilizando deposición de vapores químicos asistido por láser.

Descripción de las realizaciones preferidas

La Figura 1 es un diagrama esquemático de las bandas de energía en un sólido.

La Figura 2 es un diagrama momento-energía de un material de banda prohibida directa.

La Figura 3 es un diagrama energía-momento de banda prohibida indirecta.

La Figura 4 ilustra las tres interacciones posibles fotón-electrón. Específicamente, la Figura 4A ilustra la absorción de un fotón por un electrón que puede ocupar uno de sólo dos estados energéticos; la figura B ilustra la emisión espontánea de un fotón por un electrón que puede ocupar uno de sólo dos estados energéticos; y la Figura 4C ilustra la emisión estimulada de un fotón por un electrón que puede ocupar uno de sólo dos estados energéticos.

La Figura 5 es un diagrama esquemático de átomos dispuestos en un sólido cristalino.

La Figura 6 representa transiciones por radiación asistidas por fonones en un material de banda prohibida indirecta. La Figura 6A ilustra la emisión espontánea de un fonón como resultado de la interacción electrón-fonón que estimula la emisión de un fotón; la Figura 6B ilustra la absorción estimulada de un fonón; y la Figura 6C ilustra la emisión estimulada de un fonón.

La Figura 7 es una representación esquemática de un láser de retroalimentación distribuida.

La Figura 8 es un diagrama energía-momento del silicio.

La Figura 9 muestra un diagrama esquemático de una parte de una superretícula de isótopos de silicio del presente invento.

La Figura 10 ilustra un dispositivo emisor de luz que utiliza un resonador de fonones del presente invento.

La Figura 11 muestra cuatro realizaciones (como Figuras 11A, 11B, 11C y 11D) de un dispositivo emisor de luz del presente invento.

La Figura 12 representa un diodo emisor de luz (LED) del presente invento.

La Figura 13 representa un LED del presente invento en el que el confinamiento de la onda portadora se realiza por medio de una heterounión.

La Figura 14 representa un LED emisor longitudinal del presente invento.

La Figura 15 representa dos realizaciones (como Figuras 15A y 15B) de un diodo de láser del presente invento. La Figura 15A representa un láser de reflexión de cara cortada. La Figura 15B representa un láser de retroalimentación distribuida.

La Figura 16 representa un Láser Emisor de Superficie de Cavidad Vertical (VECSEL) del presente invento.

Las Figuras 17 y 18 representan realizaciones alternativas de un fotodetector óptico que incorpora un resonador de fonones del presente invento.

La Figura 19 representa la absorción y la emisión de un fonón por un electrón de banda de conducción en un material semiconductor.

La Figura 20 representa la absorción y emisión coherentes de un fonón por un electrón de banda de conducción en un material semiconductor.

La Figura 21 ilustra el intercambio por medio de un fonón entre dos electrones de banda de conducción en un sólido semiconductor.

\newpage

La Figura 22 ilustra el intercambio por medio de un fonón entre electrones en diferentes mínimos de banda de conducción degenerada en una única banda de conducción de un material semiconductor.

La Figura 23 muestra un gráfico del potencial de par del electrón normalizado como una función de la separación del par, medida en períodos de superretícula. Para el cálculo mostrado, el recorrido libre medio es 5 períodos de superretícula.

La Figura 24 es un gráfico que muestra la reducción en energía de enlace de par de electrones que se produce con un recorrido libre medio decreciente.

La Figura 25 muestra la energía de enlace de par de electrones como una función del potencial de dispersión para un recorrido libre medio fijado.

La Figura 26 representa la dispersión entre cavidades de electrones en mínimos de banda de conducción de zonas de Brillouin vecinas.

La Figura 27 muestra un conductor eléctrico de baja resistencia del presente invento.

La Figura 28 representa un diodo eléctrico del presente invento.

La Figura 29 representa un transistor bipolar del presente invento.

La Figura 30 representa un Transistor de Efecto Campo de Contacto de tipo n (JFET) del presente invento.

La Figura 31 representa un Transistor de Efecto Campo Semiconductor de Óxido Metálico (MOSFET) del presente invento.

La Figura 32 representa un circuito integrado del presente invento.

La Figura 33 representa un método de deposición de vapores químicos asistido por láser, de acuerdo con el presente invento.

Resonador de fonones

El presente invento está dirigido a un resonador de fonones. En particular, el invento proporciona un resonador de fonones de un material de banda prohibida indirecta, cuyo resonador de fonones está diseñado de forma que estén aumentadas ciertas propiedades electrónicas, ópticas y/o de transferencia de calor del material.

Un fonón puede ser considerado como la unidad mínima de energía vibratoria permitida de acuerdo con los principios de la mecánica cuántica. Un resonador fónico es una estructura que funciona como un resonador para las excitaciones vibratorias que se comportan como paquetes de ondas vibratorias de la mecánica cuántica. Por analogía con los resonadores ópticos, un resonador vibratorio requiere un confinamiento coherente, o retroalimentación, de energía vibratoria.

Es posible construir un resonador electromagnético (esto es, una estructura que es resonante para las ondas electromagnéticas) produciendo una estructura que tiene una variación periódica en la impedancia del material. De forma similar, se puede producir un resonador vibratorio creando una estructura que tenga una variación periódica de la densidad del material, ya que la densidad del material determina la impedancia de una onda vibratoria.

Un aspecto del presente invento implica el reconocimiento de que un resonador vibratorio puede construirse para ser resonante con ciertas interacciones fonón-electrón, de forma que el resonador proporciona un aumento de la resonancia de los fonones necesaria para esas interacciones. Aunque previamente ya se han descrito resonadores de fonones (véase, por ejemplo, Klein IEEE J. Of Quant. Elec. QE-22:1760-1779, 1986), el presente invento describe por primera vez un resonador de fonones que proporciona un aumento de la resonancia de las interacciones fonón-electrón, con resultados en la mejora de las propiedades ópticas, electrónicas, y/o de transmisión de calor en el material con el que se ha construido el resonador. Adicionalmente, el presente invento proporciona el primer ejemplo de un resonador de fonones que tiene una longitud de acoplamiento menor que el recorrido libre medio de un fonón.

Más adelante discutiremos las características estructurales del resonador de fonones del presente invento, y las formas en las que el resonador de fonones afecta a las propiedades ópticas, electrónicas, y/o de transferencia de calor del material del que está construido el resonador.

Mejora de las propiedades ópticas

El presente invento abarca los materiales de banda prohibida indirecta que tienen propiedades ópticas mejoradas. Con el fin de que ciertos aspectos y ventajas del presente invento sean más rápidamente apreciados, comenzamos con una discusión de las propiedades de los materiales semiconductores de banda prohibida indirecta, en oposición a los materiales de banda prohibida directa.

Lo primero de todo, señalamos que, en cualquier semiconductor sólido (es decir, un material de banda prohibida directa o indirecta) que está libre de defectos y/o impurezas, los electrones pueden adquirir solamente valores energéticos determinados que están dentro de dos bandas discretas: una "banda de valencia", que abarca la gama de energías que tienen los electrones en estados energéticos de unión; y una "banda de conducción", que corresponde a los estados energéticos permitidos de electrones libres o electrones que están sin unión y se mueven alrededor de la retícula cristalina del sólido. La Figura 1 muestra una representación esquemática de una banda de valencia (10) y una banda de conducción (20), separadas por una "banda prohibida de energía" (30) que corresponde a la gama de las energías no permitidas entre las bandas de valencia (10) y de conducción (20).

En cualquier semiconductor sólido dado, la mayoría de los estados energéticos dentro de la banda de valencia están ocupados por electrones, mientras que la mayoría de los estados energéticos dentro de la banda de conducción están desocupados. Sin embargo, si un electrón en la banda de valencia puede adquirir energía en exceso de la energía de la banda prohibida, ese electrón de la banda de valencia puede ocupar un estado energético dentro de la banda de conducción. Cuando tal electrón de la banda de valencia es excitado a la banda de conducción, ese electrón deja detrás un estado energético desocupado en la banda de valencia. El estado energético desocupado es denominado un "agujero", y puede ser considerado como una partícula que tiene una carga positiva igual en magnitud a la del electrón.

Los electrones en la banda de conducción ocupan normalmente estados cerca del mínimo de la banda de conducción. Los agujeros están generalmente presentes en el máximo de la banda de valencia. En ciertas circunstancias, estos electrones y agujeros pueden recombinarse, lo que da lugar a la emisión de un fotón, conocido de otra forma como "transición por radiación". Para obtener una transición por radiación, se deben conservar la energía y el momento.

Las transiciones por radiación están permitidas en los materiales de banda prohibida directa. De hecho, el término "banda prohibida directa" se refiere al hecho de que el mínimo de la banda de conducción y el máximo de la banda de valencia están alineados en estos materiales a lo largo del mismo valor del momento. Este hecho está ilustrado en la Figura 2, que muestra un gráfico de la relación de la energía (E) con el momento (k) de un electrón en un sólido de banda prohibida directa. La región (37) del gráfico de la Figura 2 entre las curvas E_{c} y E_{v} indica los valores de la energía y del momento no permitidos a los electrones del sólido. La curva Ec (el borde de la banda de conducción) indica los valores de la energía y del momento permitidos a los electrones de la banda de conducción, y la curva E_{v} (el borde de la banda de valencia) indica los valores de la energía y del momento permitidos a electrones en la banda de valencia. La diferencia de energía entre el mínimo (22) de la banda de conducción de la curva Ec y el máximo (12) de la banda de valencia de la curva E_{v} es la banda prohibida (31) de energía.

El alineamiento del mínimo de la banda de conducción y del máximo de la banda de valencia en materiales de banda prohibida permite transiciones por radiación debido a que un electrón (40) tiene el mismo valor del momento antes (es decir, en la banda de conducción) y después (es decir, en la banda de valencia) la transición (es decir, antes y después de la recombinación con el agujero (50)). De esta forma se cumple la conservación de la exigencia de momento para las transiciones por radiación. Igualmente se satisface la exigencia de conservación de energía debido a que se emite un fotón (60) que tiene una energía igual a la energía perdida por el electrón ya que se recombina con el agujero. El momento del fotón (60) es tan pequeño en comparación con el del electrón (40) que, como se ha mencionado anteriormente, el momento del electrón queda efectivamente sin ser cambiado por la transmisión.

Como contraste, el mínimo de la banda de valencia y el máximo de la banda de conducción no están alineados en materiales de banda prohibida indirecta. De hecho, el término "banda prohibida indirecta" se refiere al hecho de que estos puntos están desplazados entre sí a lo largo de un eje de momento. En la Figura 3 se presenta un diagrama de banda de energía de un material de banda prohibida indirecta. El número de referencia (15) identifica el máximo de la banda de valencia, y el número de referencia (25) identifica el mínimo de la banda de conducción.

Las transiciones por radiación están efectivamente prohibidas a los materiales de banda prohibida indirecta debido a que, como se ha advertido anteriormente, los fotones solamente son emitidos cuando un electrón en la banda de conducción se recombina con un agujero en la banda de valencia, y se conservan la energía y el momento. Debido a que el máximo (15) de la banda de valencia y el mínimo (25) de la banda de conducción se desplazan entre sí en los materiales de banda prohibida indirecta, un electrón situado cerca del mínimo (25) de la banda de conducción no puede recombinarse con un agujero cerca del máximo (15) de la banda de valencia sin violar la exigencia de conservación del momento (recuérdese que el fotón emitido tiene un momento insignificante).

La exigencia de conservación del momento sería satisfecha en sucesos de recombinación entre: i) un electrón que tiene una energía y un momento que corresponden al punto A a lo largo de la banda de conducción E_{c} mostrada en la Figura 3 y un agujero situado cerca del máximo (15) de la banda de valencia, o ii) un electrón que ocupa un estado energético cerca del mínimo (25) de la banda de conducción y un agujero situado en el punto B. Sin embargo, es muy improbable que existiera un electrón en el punto A durante un periodo de tiempo significativo debido a que cualquier electrón excitado a esa posición rápidamente experimentaría una transición intrabanda al mínimo (25) de la banda de conducción. Igualmente, es improbable que en la posición B exista un agujero debido a que los electrones ocupan prácticamente todos los estados en la banda de valencia alrededor del punto B y los estados desocupados o agujeros disponibles para transiciones por radiación están principalmente situados cerca del máximo (15) de la banda de valencia.

La falta de recombinación eficaz entre electrones y agujeros en materiales de banda prohibida indirecta tiene limitada su utilidad en aplicaciones ópticas. Muy simplemente, los dispositivos ópticos requieren transiciones ópticas, y las transiciones ópticas son ineficaces en materiales de banda prohibida indirecta. El problema es especialmente agudo en dispositivos ópticos que emplean amplificadores ópticos (es decir, láseres), que requieren "emisión estimulada" de fotones.

La Figura 4 ilustra las tres posiciones posibles de las interacciones fotón-electrón que pueden ocurrir en los materiales semiconductores: "absorción" (Figura 4A), "emisión espontánea" (Figura 4B), y "emisión estimulada" (Figura 4C). En la emisión estimulada de fotones, un fotón incidente (61), que tiene una energía igual a la diferencia de energía entre un estado energético alto E_{2} y un estado energético bajo E_{1}, estimula a un electrón (40) del estado energético alto a volver al estado energético bajo, liberando su energía en la forma de un segundo fotón (63) que en energía y fase sea igual al fotón incidente (61).

La efectividad de un amplificador óptico está relacionada con su "ganancia óptica", que es proporcional a e^{(gz)}, donde z es la distancia a lo largo de la cual se propaga una señal de entrada, y g, la ganancia por unidad de longitud, es proporcional a R_{stim} – R_{abs}, siendo R_{stim} la tasa a la que son emitidos los fotones por emisión estimulada, y siendo R_{abs} la tasa a la que son absorbidos los fotones. De esta forma, la ganancia óptica alta requiere que la emisión estimulada de fotones (Figura 4C) exceda a la absorción (Figura 4A).

Con el fin de que la emisión estimulada de fotones exceda a la absorción de fonones, se debe excitar un número de electrones especificado a un estado energético más alto desde un estado energético bajo; un fenómeno conocido como "inversión de población". Para transiciones atómicas o moleculares, una inversión de población se produce cuando se cumple la siguiente condición:

N_{2} > (B_{12}/B_{21})N_{1}

donde N_{2} es el número de electrones en el estado energético alto E_{2}; N_{1} es el número de electrones en el estado energético bajo E_{1}; B_{12} es un coeficiente proporcional a la tasa a la que son absorbidos los fotones; y B_{21} es un coeficiente proporcional a la tasa a la que los fotones son generados por emisión estimulada.

Existe una exigencia similar para las transiciones de banda a banda en los semiconductores. Si la población dentro de cada banda ha alcanzado una distribución de casi equilibrio, existe una característica energía de Fermi, denominada "\in_{fv}" para la banda de valencia y "\in_{fc}" para la banda de conducción. Se consigue una inversión de población en energías de fotón que satisfagan la relación:

Eg < h\nu < \ \in_{fc} - \in_{fv}

De esta forma, la "energía casi Fermi" o potencial químico intrabanda evalúa la distribución de población en cada banda.

En un láser semiconductor se puede crear una inversión de población generando pares electrón-agujero (es decir, excitando electrones en la banda de conducción y creando así agujeros en la banda de valencia). Para materiales de banda prohibida directa tal incremento de electrones excitados y de densidad de agujeros da lugar a una emisión estimulada de fotones. Sin embargo, en materiales de banda prohibida indirecta, la incapacidad de los electrones excitados de recombinarse rápidamente con agujeros limita el alcance en el que la población de excitones incrementada (es decir, la densidad de electrón-agujero incrementada) conduce a una emisión estimulada incrementada. Además, cuantos más electrones sean excitados a la banda de conducción, la llamada "absorción de banda portadora libre" también aumenta de forma que es absorbida una cantidad mayor de fotones por los electrones en la banda de conducción. De esta forma, incluso cuando se produce una inversión de población, la emisión estimulada normalmente no excede a la absorción en materiales de banda prohibida indirecta.

Como hemos visto, las transiciones por radiación espontáneas y las estimuladas están efectivamente prohibidas en materiales de banda prohibida indirecta debido a que un electrón situado cerca del mínimo de la banda de conducción de un material de banda prohibida indirecta no puede recombinarse con un agujero cerca del máximo de la banda de valencia sin violar la exigencia de conservación del momento. Este problema puede superarse si el momento necesario para permitir una transición por radiación puede ser provisto por vibraciones de la retícula cristalina, o por fonones.

Como se ha mostrado en la Figura 5, los átomos de una retícula cristalina pueden ser modelizados cualitativamente como bolas (70) unidas entre sí por muelles (75). Siguiendo la analogía, los fonones corresponden con los movimientos vibratorios (cuantificados) de tales bolas propagándose como una onda a través del cristal. La interacción de un fonón con un electrón en la banda de conducción puede proporcionar el momento necesario para permitir una transición "indirecta", o "asistida por fonones" del electrón a un agujero en la banda de valencia, dando lugar a la emisión de un fotón.

La Figura 6 ilustra tres mecanismos diferentes de transiciones por radiación asistidas por fonones en un material de banda prohibida indirecta. Los números de referencia de la Figura 6 son análogos a los de la Figura 4, de forma que (81) en la Figura 6 representa un fonón incidente, y (83) representa un fonón emitido. La Figura 6A representa una transición asistida de fonones que implica la emisión espontánea de un fonón (83). La Figura 6B muestra un mecanismo que implica una absorción estimulada de fonones; y la Figura 6C representa un mecanismo que implica la emisión estimulada de fonones. Como se ha advertido anteriormente, en una transición por radiación deben conservarse el momento y la energía. En cada tipo de transición por radiación asistida de fonones, representada en la Figura 6, el fonón proporciona el necesario cambio del momento (k_{2}-k_{1}), para que el momento se conserve durante la recombinación de un electrón en el mínimo de la banda de conducción con un agujero en el máximo de la banda de valencia. Por lo tanto, se emite un fotón que tiene una energía aproximadamente igual a la de la banda prohibida. Específicamente, el fotón emitido tiene una energía E_{p} que es igual a la de la banda prohibida menos (para los mecanismos que implican emisión de fonón) o más (para los mecanismos que implican absorción de fonón) la energía del fonón, \theta. Esto es:

E_{p} = E_{q} \pm e.

Adviértase que solamente fonones que tengan el momento especificado (k_{2}-k_{1}) pueden asistir en la transición por radiación.

Desgraciadamente, las transiciones por radiación asistidas por fonones son raras en estructuras de semiconductores convencionales. Además, los electrones en materiales de banda prohibida indirecta tienden a recombinarse con defectos o impurezas (trampas) del cristal antes de recombinarse con un agujero en la banda de valencia. Tales sucesos de recombinación de trampa de electrones no son por radiación y generan calor en lugar de fotones. Estos problemas han impedido a las habilidades de los investigadores incorporar materiales de banda prohibida en dispositivos ópticos.

¿Cómo pueden mejorarse las interacciones fonón-electrón en materiales de banda prohibida indirecta? Una forma es simplemente aumentar el número de fonones disponibles. La idea subyacente en el presente invento es que se puede producir un "resonador de fonones" haciendo una estructura de densidad variable, en la que se aumenta la energía vibratoria (es decir, la densidad de fonones) en el momento necesario para producir una transición óptica indirecta. Como, incluso a altas frecuencias, los fonones son ondas vibratorias de masas (átomos) en un medio, se pueden utilizar los cambios en la densidad de la masa del medio a través del cual se propagan los electrones para aumentar la densidad de fonones de un momento y energía deseados, a la vez que se disminuye la de los otros momentos y energías. Aunque el concepto general de un resonador de fonones no es nuevo (véase, por ejemplo, Klein IEEE J. of Quant. Elec. QE-22:1760-1779, 1986); no se ha apreciado previamente que un resonador de fonones pudiera o debiera ser designado resonante para fonones de vector de onda apropiado para participar en interacciones fonón-electrón.

Cuando se produce un resonador de fonones de acuerdo con el invento, se aumentan los sucesos de recombinación por radiación que implican absorción de fonones en proporción con el cociente entre la densidad de fonones en la estructura y la densidad de fonones en una estructura desordenada (es decir, que no tiene una densidad periódicamente variable) del mismo material. Un resonador de fonones conseguirá una alta probabilidad de transiciones ópticas indirectas si es resonante para fonones del momento apropiado para participar en alguno de los sucesos representados en la Figura 6 (es decir, en sucesos de recombinación que implican emisión espontánea de un fonón, absorción estimulada de fonones, y/o emisión estimulada de fonones).

Como es conocido en la técnica, la probabilidad de emisión espontánea está localmente modificada en un resonador. Normalmente, algunos lugares de un resonador tienen una probabilidad muy alta de emisión espontánea, mientras que otros lugares tienen comparativamente pocas probabilidades. De esta forma, proporcionando un resonador de fonones, el presente invento proporciona un material en el que se aumenta la emisión espontánea de fonones. Un resonador también puede afectar qué energía y momentos son probables para atraer fonones emitidos
espontáneamente.

Si existe una alta tasa de generación de fonones en un resonador, se puede aumentar la absorción estimulada de fonones y la emisión estimulada de fonones. En algunos casos, el resonador puede ser capaz de soportar un desequilibrio de la población de fonones que se mantiene a sí misma mediante la emisión estimulada de fonones. Esto se consigue cuando la tasa de generación de fonones es igual a la pérdida de dispersión de la estructura.

Como se ha mencionado anteriormente, la energía del fotón emitido en transiciones por radiación asistidas por fonones tiene el valor E_{p} = E_{q} + \theta cuando el fotón es producido por un mecanismo que implica absorción de fonones, y tiene el valor E_{p} = E_{q}-\theta cuando el fotón es producido por un mecanismo que implica emisión de fonones. Los fotones producidos por un mecanismo que implica absorción de fonones tienen, por tanto, una energía mayor que la energía de la banda prohibida. Tales fotones pueden ser rápidamente reabsorbidos por la estructura. Por otra parte, los fotones producidos por un mecanismo que implica emisión de fonones tienen una energía menor que la de la banda prohibida y no pueden ser rápidamente reabsorbidos por la estructura. De esta forma, la ganancia óptica se consigue más rápidamente en un resonador de fonones en el que la emisión de fotones se produzca a través de un proceso que implique emisión de fonones en vez de absorción de fonones. Para sucesos de recombinación que impliquen emisión de fonones, el aumento de las transiciones por radiación en un resonador de fonones es igual al número de fonones por modo vibratorio del resonador.

De acuerdo con una realización preferida del presente invento, se crea una estructura que tiene capas alternativas de densidad de masa relativamente alta y de densidad de masa relativamente baja. La estructura en capas es resonante para fonones que tengan una longitud de onda tal que un número entero de semilongitudes de onda encaje en el período de la retícula; propagándose los fonones que tienen otras longitudes de onda a través de la estructura sin ninguna reflexión resonante. Una consecuencia de una resonancia fuerte es un aumento de la energía almacenada (es decir, de la densidad de fonones) en el centro de la estructura. Se ha elegido el período A_{L} de la estructura en capas del presente invento para proporcionar una reflexión de Bragg resonante para fonones que tengan el momento necesario para participar en transiciones indirectas.

La estructura en capas del presente invento puede ser considerada análoga a un láser de retroalimentación distribuida. Como se muestra en la Figura 7, un láser de retroalimentación distribuida incluye capas alternas de materiales primero 73 y segundo 77 que tienen unos índices de refracción primero y segundo. Cuando la luz se propaga a través de este medio en capas (es decir, de izquierda a derecha en la Figura 7), en cada interfaz se generan pequeñas reflexiones (i_{1}...i_{n} en la Figura 7). Si cada onda reflejada está en fase, refuerza a las demás, de forma que la reflexión neta total es alta y se produce una resonancia (es decir, una resonancia de Bragg). También, la propagación de luz a través del material da lugar a emisión estimulada de fotones adicionales que también se propagan a través del material y pueden ser reflejados en las interfaces de las capas. Como se ha discutido anteriormente, "acción láser" se produce cuando la emisión estimulada supera a la absorción en el material. Un láser de retroalimentación distribuida continuará la acción láser en tanto se estén bombeando continuamente electrones a estados energéticos excitados.

La estructura en capas del presente invento funciona de forma similar a la del láser de retroalimentación distribuida excepto en que, en lugar de fotones, los que se propagan a través del material son fonones que tienen el momento deseado. La estructura en capas funcionará solamente como un resonador efectivo si el recorrido libre medio del fonón es suficientemente largo para que el fonón se disperse muy poco al pasar a través de la estructura. El recorrido libre medio del fonón será suficientemente largo si el coeficiente de acoplamiento k_{p} entre los fonones incidente y reflejado es mayor que el inverso de la longitud de dispersión \alpha_{p} de fonones. Esto es, se debe cumplir:

\alpha_{p} << k_{p} \approx (\pi/\lambda_{p})(\Delta M/M),

donde \lambda_{p} es la longitud de onda del fonón, \DeltaM es la modulación de la masa atómica, y M es la masa atómica media. Si esta relación no se mantiene, los fonones se dispersan antes de que ocurra una reflexión de Bragg.

Se puede obtener la estructura en capas del presente invento en un sólido cristalino, por ejemplo alternando capas delgadas, enriquecidas isotópicamente - esto es, haciendo una "superretícula de isótopos". Una capa "isotópicamente enriquecida", tal como se ha definido aquí, es una capa que tiene una concentración de un isótopo que es mayor que la concentración del isótopo encontrado de forma natural. Por ejemplo, en su forma natural, el silicio está principalmente compuesto por tres isótopos en las siguientes composiciones: 92,2% Si^{28}, 4,7% Si^{29} y 3,1% Si^{30}. De acuerdo con el presente invento, una capa isotópicamente enriquecida de Si^{28} es una capa que contiene el isótopo Si^{28} en una concentración mayor del 92,2% de los átomos de esa capa. Igualmente, las capas Si^{29} y Si^{30} enriquecidas isotópicamente son capas que tienen concentraciones atómicas de estos isótopos superiores al 4,7% y al 3,1% respectivamente.

Las superretículas de isótopos son conocidas en la técnica (véase, por ejemplo, Berezin Solid State Comm. 65:819-821, 1988; Berezin J. Phys. C 20:L219-L221; 1987; Fuchs Sup. and Microstruct. 13:447-458, 1983; Haller GADEST, 1993). Sin embargo, no se ha reconocido previamente que las superretículas de isótopos pueden ser tratadas para ser resonadores de fonones que son resonantes para fonones de vector de onda apropiado para participar en interacciones fonón-electrón. Hablando de forma general, en una superretícula de isótopos del presente invento, cuanto mayor es la diferencia en la densidad de masa dentro de la estructura, mejor es la resonancia. Una superretícula de isótopos que tiene capas delgadas de Si^{28} y Si^{29} alcanza una sobremodulación de densidad de masa del 3%. La alternancia de capas delgadas Si^{28} con capas delgadas de Si^{30} proporciona una sobremodulación del 6%.

Como se ha mencionado anteriormente, una estructura en capas del presente invento es resonante cuando un número entero, m, de semilongitudes de onda encaja en el período de la retícula, esto es, cuando \Lambda_{L}=m (\lambda_{p}/2). El silicio cristalino muestra una banda prohibida indirecta como la mostrada en la Figura 8, en la que el mínimo de banda de conducción está seis veces degenerado a lo largo de la dirección (100), y se produce a aproximadamente ocho décimas de la distancia al borde de la zona. Por lo tanto, se elige el período, \Lambda_{L}, de la superretícula de isótopos de silicio del presente invento paraque se produzcan fonones resonantes de Bragg de longitud de onda 2\pi/\lambda_{p}= 0,8\pi/a, donde a es la constante de la retícula. Para el silicio, a es 4 capas atómicas. El período de una superretícula de isótopos de silicio del presente invento cumple, por tanto, la relación:

\Lambda_{L}= 5 m capas atómicas.

\newpage

Así, por ejemplo, las superretículas de la forma Si^{28}_{n}Si^{30}_{5m-n}, para n\neq 0, proporcionarán una resonancia para fonones capaces de participar en una transición indirecta. Para m=1, el caso que proporciona la reflexión de Bragg de orden más bajo, esto produce un período de aproximadamente 1,25 constantes de retícula, o, en el caso del silicio, 5 capas atómicas. Cualquier superretícula de isótopos de silicio que tenga un período que sea un múltiplo entero de 5 capas atómicas satisfará la condición de resonancia de Bragg, utilizando dispersión de orden superior. La Figura 9 muestra una representación esquemática de una parte de una superretícula de isótopos de silicio del presente invento.

La densidad de fonones aumentada asociada con una superretícula de isótopos del presente invento puede servir para aumentar la estabilidad del excitón. En el material que no está enriquecido existe una relación fija entre el número de electrones libres y el número de electrones unidos a agujeros en un excitón ("población de excitones"). Los electrones libres tienen una duración de vida (el tiempo necesario para que un electrón se recombine no por radiación con una trampa) del orden de un microsegundo o menor, mientras que los electrones excitónicos tienen duraciones de vida por radiación mucho mayores de un microsegundo. Cuando la tasa de transición por radiación se incrementa de acuerdo con el presente invento, se reduce la duración de vida del excitón por radiación. En consecuencia, existen menos electrones de conducción como electrones libres y hay más electrones disponibles para la formación de excitones.

Cuando se disminuye la duración de vida radiactiva del excitón, las interacciones excitónicas a temperatura normal pueden producirse en materiales de banda prohibida indirecta, tales como el silicio. La energía de enlace de un excitón libre en materiales tales como el silicio es 14,7 meV, mucho mayor que la observada en materiales de banda prohibida directa, tal como el GaAs. A pesar de este hecho, no existen excitones en el silicio a temperatura normal. La principal razón de esto es que, en el silicio, la tasa de transiciones por radiación es mucho menor que la tasa de procesosde recombinación banda-a-banda que no son por radiación. Así pues, un aumento en las transiciones por radiación, como el proporcionado por un resonador de fonones del presente invento, dará lugar a excitones estables a temperaturas mucho más altas. Estas interacciones excitónicas estables pueden proporcionar la base para la emisión, absorción, modulación, y propiedades ópticas no lineales de la luz, en tales materiales de banda prohibida indirecta. Por ejemplo, la absorción de un excitón por un fotón puede cambiar en presencia de un campo eléctrico (efecto Stark). Por lo tanto, de acuerdo con el presente invento, un modulador óptico basado en el efecto Stark puede estar compuesto por materiales de banda prohibida indirecta.

Los siguientes ejemplos describen los diversos dispositivos ópticos que incorporan un resonador de fonones del presente invento.

Ejemplo 1 Dispositivo emisor de luz

Un resonador de fonones del presente invento puede ser incorporado en un dispositivo emisor de luz, como se ha representado en la Figura 10. En la Figura 10, el resonador de fonones (100) está situado entre los electrodos (110) y (120). Los electrodos (110) y (120) pueden comprender materiales semiconductores o materiales conductores. Estos electrodos (110) y (120) sirven para facilitar la formación de una inversión de población en el resonador de fonones (100) por inyección y/o confinamiento de ondas portadoras (esto es, electrones o agujeros) en esta región.

En realizaciones preferidas del dispositivo emisor de luz del presente invento, el resonador de fonones (100) es una superretícula de isótopos. Por ejemplo, la Figura 11 muestra cuatro realizaciones de un dispositivo emisor de luz del presente invento en el que una superretícula de isótopos (86) está colocada entre electrodos (110) y (120). En la Figura 11A, la estructura del dispositivo incluye una capa de electrodos (120) formada sobre un sustrato (130). La superretícula de isótopos (86) está formada por capas isotópicamente enriquecidas alternantes (86A) y (86B) y dispuestas sobre el electrodo (120). El segundo electrodo (110) está formado sobre la superretícula de isótopos (86).

Como se ha visto en la Figura 11B, los electrodos (110) y (120) pueden ser dispuestos lateralmente en lados opuestos de la superretícula de isótopos (86). También, como debería ser evidente para una persona medianamente experta en la materia, se puede hacer un dispositivo emisor de luz del presente invento para ser un emisor lineal (véase la Figura 11C), o un emisor superficial (véase la Figura 11D). Como se ha mostrado en la Figura 11 D, el dispositivo será un emisor superficial si un electrodo (110) es transparente.

Donde el resonador de fonones utilizado en el dispositivo emisor de luz de la Figura 10 o de la Figura 11 es una superretícula de isótopos de silicio, el espesor, t, de la superretícula de isótopos (86) debería ser adecuado para permitir el acoplamiento de la onda vibratoria. Preferiblemente, t>>1/k_{p}, donde k_{p} es el coeficiente de acoplamiento (véase anteriormente). Como se ha indicado anteriormente,

k_{p} \approx (\pi / \lambda_{p})(\Delta M/M),

donde \lambda_{p}, es la longitud de onda del fonón, \DeltaM es la modulación de la masa atómica, y M es la masa atómica media. Como se ha mencionado anteriormente,

\newpage

\Lambda_{L} = m(\lambda_{p}/2),

Así,

t >> (2\Lambda_{L}/m\pi)(\Delta M/M).

El número N de períodos de superretículas es igual al espesor dividido por el período de la retícula, esto es, N= t/\Lambda_{L}. Por lo tanto, se conserva la siguiente relación para superretículas de isótopos de silicio preferidas del presente invento:

N >> (2/\pi)(M/\Delta M)(1/m)

Para una superretícula de isótopos de Si^{28} y Si^{30}, (\DeltaM/M)=0,06. Así pues, para un acoplamiento de primer orden (m=1), el número de Si^{28}/Si^{30} períodos de superretícula debería ser preferiblemente mayor de aproximadamente 10, lo que corresponde a más de aproximadamente 50 capas atómicas. Una superretícula Si^{28}/Si^{30} tiene un espesor mayor de aproximadamente 10 nm (100 \ring{A}).

Tales dispositivos emisores de luz que incorporan un resonador de fonones del presente invento incluyen diodos emisores de luz y láser de diodo (ambos Fabry-Perot y de retroalimentación distribuida, véase más adelante). Los dispositivos emisores de luz del presente invento pueden ser utilizados solos, incorporados a otros dispositivos, o, por ejemplo, montados en una retícula utilizada como una visualización. Por consiguiente, el presente invento abarca una retícula ancha de dispositivos y/o sistemas emisores de luz, que incluyen algún dispositivo o sistema en el que al menos un componente incorpora un resonador de fonones del presente invento.

Ejemplo 2 Diodo emisor de luz

Un diodo emisor de luz (LED) que incorpora un resonador de fonones del presente invento puede ser producido equipando un dispositivo emisor de luz genérico tal como el descrito anteriormente en el ejemplo 1 con un enlace
p-n, conocido en la técnica, para la inyección eficiente de electrones y agujeros. La Figura 12 representa una realización sencilla de tal LED.

Como se ha visto en la Figura 12, un LED de acuerdo con una realización preferida del presente invento constituye un diodo que tiene una superretícula de isótopos (86) en el enlace p-n. Se hace crecer sobre un sustrato una capa de electrodos (84) de silicio cristalino puro. Después se hace crecer preferiblemente una superretícula de isótopos (86) sobre la capa tipo-n (84). La superretícula de isótopos puede contener, por ejemplo, diez capas alternantes isotópicamente enriquecidas, por ejemplo de Si^{28} y Si^{30} Después se forma sobre la superretícula de isótopos (86) una capa (82) de electrodos tipo-p que está compuesta de silicio cristalino puro. Como se conoce en la técnica, el dopaje puede, en principio, conseguirse por implantación de iones o por desarrollo epitaxial. También, las capas (84) tipo-n y las capas (82) tipo-p pueden ser zonas dopadas de la superretícula de isótopos (86), o pueden alternativamente ser formadas a partir de materiales diferentes (por ejemplo, silicio a granel). Donde las capas son zonas dopadas, el dopaje puede realizarse por cualquier método disponible en la técnica, incluyendo, por ejemplo, difusión, incorporación durante el desarrollo, implantación de iones, o dopaje por transmutación de neutrones (véase, por ejemplo, Haller Semicond. Sci. Tech. 5:319, 1990).

Preferiblemente, la superretícula de isótopos es tan gruesa como lo sería la capa de empobrecimiento que en otro caso se formaría entre la capa (82) tipo-p y la capa (84) tipo-n.

Los electrones y agujeros pueden ser inyectados en la capa de la superretícula de isótopos (86) por la aplicación de un voltaje positivo a la capa (82) tipo-p con relación al voltaje aplicado a la región (84) tipo-n, por lo que se desvía hacia delante el diodo de láser semiconductor. Los fotones (63) pueden entonces ser emitidos desde el LED como se muestra en la Figura 12, que representa un dispositivo emisor de superficie.

El principal requerimiento técnico de eficiencia general en un LED tal como el representado en la Figura 12 es una alta eficiencia de cuantos por radiación (el número medio de fotones emitidos por par electrón-agujero inyectado). En realizaciones preferidas del LED del presente invento, la alta eficiencia de cuantos por radiación se consigue proporcionando una estructura en la que electrones y agujeros están confinados en la misma zona. Como se conoce en la técnica, esto puede conseguirse mediante una heterounión.

La Figura 13 muestra una representación de un LED del presente invento que utiliza una heterounión. Como se ha representado en la Figura 13, las capas p y n (82) y (84) son sustituidas respectivamente por capas p y n (92) y (94), que tiene una banda prohibida mayor que la del material en la superretícula de isótopos (86). Por ejemplo, pueden utilizarse las capas de aleación de SiGeC con una superretícula de isótopos de silicio. Los electrones y los agujeros son confinados dentro de la superretícula de isótopos.

La Figura 14 proporciona otra realización de un LED del presente invento. Específicamente, la Figura 14 muestra un LED emisor lineal que incluye una guía de ondas dieléctrica (95) para proporcionar confinamiento tanto óptico como de la onda portadora. Como se ha representado en la Figura 14, un sustrato (114) y una cubierta (112), teniendo respectivamente cada una índices de refracción n_{s} y n_{c}, que son menores que el índice de refracción n_{f} del resonador de fonones (100), están situados en lados opuestos del resonador de fonones (100). En realizaciones preferidas, el resonador de fonones (100) consta de una superretícula de isótopos, preferiblemente de silicio. Como sería evidente para una persona medianamente experta en la materia, a menudo es posible seleccionar materiales para la cubierta (112) y el sustrato (114) que tengan a la vez un índice de refracción menor y una banda prohibida mayor que hagan que el resonador de fonones (100), de forma que el LED resultante tenga a la vez una onda de guía y una heterounión.

Ejemplo 3 Diodo de láser

Un resonador de fonones del presente invento puede ser empleado en un diodo de láser. Además de requerir un confinamiento de la onda portadora y óptico (véase anteriormente), un láser requiere retroalimentación. La retroalimentación se realiza por reflexión, retroalimentación distribuida, o una combinación de las dos.

La Figura 15A representa un láser de reflexión de cara cortada, también conocido como un láser Fabry-Perot, del presente invento. El láser de reflexión de cara cortada de la Figura 15A constituye un diodo que tiene un resonador de fonones (100), tal como una superretícula de isótopos, en el enlace p-n (véase anteriormente la descripción). El láser incluye además dos reflectores de cara (210), (220) dispuestos en los extremos opuestos de un resonador de fonones (100) que funciona como una guía de ondas (95). Naturalmente, como debería ser evidente a una persona medianamente experta en la materia, una guía de ondas dieléctrica no es un componente esencial de un láser del presente invento. En algunas circunstancias, un dispositivo puede hacerse con una zona de muy alta ganancia que actúa para proporcionar una onda óptica autoguiada.

La Figura 15B muestra un láser de retroalimentación distribuida del presente invento. Como se ha representado en la Figura 15B, el resonador de fonones (100) funciona como un resonador de fonones y una guía de ondas con características ópticas sustancialmente periódicas (por ejemplo, índice de absorción o de refracción) de forma que la guía de ondas periódicamente variable suministre una resonancia de Bragg entre las ondas que se desplazan hacia delante y hacia atrás. Tales propiedades ópticas periódicamente variables se consiguen mediante la corrugación (97) de una o más capas de guía de ondas. Alternativamente, las propiedades ópticas periódicamente variables pueden conseguirse proporcionando un resonador de fonones (100) que comprende una multitud de resonadores de fonones, (100A), (100B), etc. (véase la Figura 15C) espaciados de forma que se proporcione una resonancia de Bragg entre las ondas que se desplazan hacia adelante y hacia atrás.

Ejemplo 4 Láser emisor superficial de cavidad vertical

Un resonador de fonones del presente invento puede también incorporarse en un láser emisor superficial de cavidad vertical (VECSEL). Como se ha representado en la Figura 16, un VECSEL del presente invento comprende un reflector superior (122) y un reflector inferior (124) situados alrededor de un resonador de fonones (100) como un enlace
p-n (véase anteriormente). Los electrodos (110) y (120) están situados a través del enlace p-n y sirven para inyectar corriente en el resonador de fonones (100), creando así una ganancia óptica.

El reflector inferior refleja aproximadamente el 100% de la radiación incidente y comprende capas alternantes de materiales que tienen diferentes índices de refracción, n_{1} y n_{2}. Cada capa tiene un espesor igual a \lambda/2, donde \lambda es la longitud de onda de la radiación amplificada. El espesor, t_{124}, del reflector inferior (124) cumple la relación:

Tan \ h^{2} \left(\frac{\pi|n_{2} - n_{1}|t_{124}}{\lambda}\right) \approx 1

de forma que el reflector inferior (124) tiene aproximadamente el 100% de reflectividad.

El reflector superior (122) está también formado por capas alternantes, que tienen un espesor, t_{122}\lambda/2, de materiales que tienen índices de refracción n_{1} y n_{2}, y el espesor de la capa superior se selecciona de forma que se refleje aproximadamente entre el 90% y el 100% de la radiación incidente. Esto es:

Tan \ h^{2} \left(\frac{\pi|n_{2} - n_{1}|t_{122}}{\lambda}\right) \approx 0,9

Así, el reflector superior (122) permite que se emita como fotones (63) aproximadamente entre el 0% y el 10% de la radiación incidente.

Ejemplo 5 Amplificador óptico

Un resonador de fonones del presente invento puede ser transformado en un amplificador óptico, por ejemplo, incorporando el resonador de fonones en un enlace p-n y guía de ondas tal como se ha descrito anteriormente (véase el Ejemplo 2). El enlace p-n es bombeado después con una corriente de inyección de tal forma que el resonador de fonones muestra ganancia óptica mediante la emisión estimulada de fotones. Entonces se inyecta en la guía de ondas una señal óptica que tiene una energía fotónica aproximadamente igual a la energía de transición de banda a banda del resonador de fonones. La señal óptica experimenta una amplificación cuando pasa a través de la parte de la guía de ondas que incorpora el resonador de fonones.

Ejemplo 6 Sistema óptico de comunicación

Como resultará evidente a una persona medianamente experta en la técnica, los dispositivos ópticos y/o optoelectrónicos que incorporan un resonador de fonones del presente invento pueden ser combinados entre sí y/o con otros dispositivos como componentes de un sistema óptico de comunicación. Por ejemplo, una realización de un sistema óptico de comunicación del presente invento utiliza una fuente de luz (es decir, un dispositivo emisor de luz) y/o un detector óptico que incorpora un resonador de fonones del presente invento. La fuente de luz es modificada de forma que la información se codifica en la intensidad, fase, o frecuencia de la luz. A su vez, el detector es designado para convertir la información en impulsos eléctricos adecuados para el posterior procesamiento de la señal. En otras realizaciones del presente sistema de comunicación óptico, un resonador de fonones del presente invento es incorporado a un láser, un amplificador óptico, un modulador, un conmutador, un deflector, y/o un escáner.

Como es bien conocido en la técnica, las comunicaciones ópticas pueden ser útiles para comunicaciones a larga distancia, redes de áreas locales, almacenamiento de datos óptico, y/o servicios de radiodifusión tales como televisión por cable. Tales sistemas también son útiles para interconexiones entre y dentro de placas de circuitos impresos y circuitos integrados.

Ejemplo 7 Oscilador automantenido de fonones y fotones

Se puede construir un resonador de fonones del presente invento de forma que satisfaga requerimientos conocidos de resonadores de fotones (por ejemplo, de forma que la ganancia óptica sea mayor que la pérdida de cavidades); véase, por ejemplo, Agrawal y otros, Long Wavelenght Semiconductor Lasers, Van Nostrand Reinhold New York, 1986; Bass (ed) Handbook of Optics, Volúmenes 1 y II, Mc Graw-Hill, New York, 1995, y, por tanto, es resonante para fonones y fotones. En tal estructura, las poblaciones de fonones y fotones están acopladas y la estructura de funciona como un oscilador de fonones/fotones acoplado automantenido. Como es conocido en la técnica, los osciladores genéricos acoplados que muestran no linealidad tienen histéresis, biestabilidad, y conmutación (véase, por ejemplo, Tsang y otros. IEEE J. Quant. Elec. 19:1621, 1983; Capítulo 15 de Optical Nonlinearities in Semiconductors por Haug, Academic Press, San Diego, 1988, y las referencias citadas en él). Así pues, siguiendo principios conocidos de la técnica, en combinación con las enseñanzas del presente invento, se puede producir un oscilador acoplado de fonones/fotones automantenido en el que las poblaciones de fonones y fotones estén acopladas de tal forma que la dinámica no lineal conduzca a histéresis, biestabilidad y conmutación en la salida vibratoria y/o óptica. En realizaciones preferidas del oscilador acoplado de fonones/fotones autosostenido del presente invento, se forma un láser como se ha expuesto en el Ejemplo 3 o el Ejemplo 4, y la no linealidad es suministrada por la población en el láser.

Ejemplo 8 Detector/modulador óptico

También se puede incorporar un resonador de fonones del presente invento en un fotodetector óptico o modulador óptico. Las Figuras 17 y 18 representan dos diferentes realizaciones de un fotodetector/modulador del presente invento.

Con referencia a la Figura 17, en un enlace p-n se construye un resonador de fonones (100) ligeramente dopado. Un electrodo transparente (110) y un electrodo (120) están situados en lados opuestos de la heterounión, de forma que la radiación que llega pase a través del electrodo transparente (110), y a través de la zona (82) tipo p, y sea absorbida en el resonador de fonones (100), de forma que se produzca un par electrón-agujero y se induzca una corriente de fotones entre los electrodos (110) y (120).

Con referencia a la Figura 18, los electrodos (111) y (121) forman un modelo interdigitalizado sobre la superficie del resonador de fonones, y el fotodetector/modulador tiene sustancialmente una geometría horizontal en comparación con la realización representada en la Figura 17. Los electrodos pueden formar contactos óhmicos con las zonas, o pueden formar contactos Schottky con unos resonadores de fonones dopados uniformemente. Una ventaja de este diseño es que permite conmutación o detección a alta velocidad debido a la gran proximidad de los electrodos y, por tanto, al corto período de tiempo de tránsito requerido para comunicarse entre ellos.

Mejora de las propiedades eléctricas

El presente invento también está relacionado con materiales de banda prohibida indirecta que tienen propiedades eléctricas mejoradas. Específicamente, el invento abarca materiales que tienen conductividad mejorada, incluyendo la superconductividad, debido a la presencia de pares de electrones ligados. Con el fin de apreciar más rápidamente ciertos aspectos y ventajas del presente invento, empezamos con una discusión sobre las propiedades de los electrones de banda de conducción, y de las interacciones electrón-fonón en materiales semiconductores.

Como se ha ilustrado en la Figura 19, un electrón de banda de conducción puede absorber o emitir un fonón. La interacción entre un electrón y un fonón "dispersa" el electrón de un estado a otro de energía/momento. Específicamente, la absorción de un fonón incrementa la energía del electrón en una cantidad E_{p} igual a la energía del fonón, y cambia el momento del electrón en una cantidad igual al número de onda del fonón. Igualmente, la emisión de fonones disminuye la energía del electrón, y también cambia el momento del electrón.

También puede ocurrir la "absorción y emisión coherente" de un fonón por un único electrón (véase la Figura 20), y da lugar a una pequeña disminución de la energía del electrón con relación a la que su energía habría sido si estuviese verdaderamente libre en una retícula irreversible. Con referencia a la Figura 20, el principio de exclusión requiere que un electrón en el estado A pueda solamente experimentar una absorción y emisión coherente de un fonón si el estado B no está ocupado. Así pues, la presencia o ausencia de un electrón en el estado B puede afectar a la energía de un electrón en el estado A, independiente de alguna interacción electrostática (por ejemplo, culómbica) entre dos electrones en esos estados.

Si están presentes dos o más electrones, las interacciones fonón-electrón pueden dar por resultado interacciones electrón-electrón que, a su vez, conducen a la formación de "pares ligados" de electrones. Como se ha mostrado en la Figura 21, si tanto el estado A como el estado B están ocupados por electrones, y están disponibles fonones de número de onda q, las interacciones electrón- fonón pueden dar por resultado estados que "intercambian" electrones. El principio de exclusión establece que dos sucesos implicados en el intercambio (es decir, la transferencia del electrón originalmente en la posición A a la posición B, y la transferencia del electrón originalmente en la posición B a la posición A) no son independientes; por lo tanto, existe una interacción efectiva electrón-electrón. Si el potencial del par efectivo V(r_{1},-r_{2}) de los electrones que interactúan es negativo, se puede producir un "par ligado" de electrones.

Aceptando que la tasa de dispersión es proporcional al elemento de la matriz de la perturbación V entre los dos estados del electrón lk_{1,} -k_{1,} > (estado "A") y lk_{2,} -k_{2,} > (estado "B"), el potencial de par efectivo entre electrones en el estado A y el estado B puede calcularse de la siguiente forma:

V(r_{1}-r_{2})= \iint dk_{1}dk_{2} [k_{1,} -k_{1}|V| k_{2,} -k_{2}] \ exp (-i(k_{1}-k{2})\cdot (r_{1},-r_{2}))

De hecho, es improbable que se produzca el intercambio entre un electrón de banda de conducción en el estado A y un electrón en el estado B, tal como se ha representado en la Figura 21, simplemente debido a que, como se ha mencionado anteriormente, los electrones en la banda de conducción ocupan normalmente estados cerca del mínimo de la banda de conducción. Así, es improbable que el estado B sea ocupado. Sin embargo, como se ha discutido anteriormente, algunos materiales semiconductores (por ejemplo, silicio) tienen un mínimo de banda de conducción degenerada. Cada uno de los diferentes mínimos de la banda de conducción degenerada tiene igual probabilidad de ser ocupado. Así pues, cuando está disponible un mecanismo de dispersión de electrones, pueden producirse intercambios de electrones en diferentes mínimos de banda de conducción degenerada. En realizaciones preferidas del presente invento, la dispersión de electrones es proporcionada por la interacción entre un electrón y un fonón del número de onda apropiado. La Figura 22 representa un ejemplo de tal suceso de intercambio, denominado "dispersión entre cavidades", que se produce entre mínimos de banda de conducción degenerada opuestos.

En el caso expuesto en la Figura 22, un electrón es dispersado desde un estado A (número de onda k) a un estado B (número de onda -k), por interacción con un fonón de número de onda 2\pi/\Lambda_{L}, donde \Lambda_{L} es el período de la superretícula de material semiconductor. Así, el elemento de matriz puede ser expresado como:

<k_{1,} -k_{1}|V|k_{2,} -k_{2}> = g(k_{1})\delta (k_{1}+k_{2}),

y el potencial de par correspondiente está dado por:

V(r_{1}-r_{2}) = \int g (k_{1})exp(-2ik_{1} \cdot (r_{1}-r_{2}))dk_{1}

Si la estructura de las retículas es infinita, g(k) contendrá solamente pocos componentes cerca \pm(\pi/\lambda)e_{z}, y el potencial de par tendrá la forma:

V(z_{1}-z_{2}) = V_{0}cos 2\pi (z_{1}-z_{2})/\Lambda_{L},

donde z indica la dirección de la retícula, e_{z} es un vector unitario en la dirección z, y V_{0} es una medida de la fuerza de dispersión. Podemos incluir crudamente los efectos de la pequeña dispersión del vector-onda de cada electrón admitiendo un "filtrado" del potencial de par, que es una función del recorrido libre medio del electrón. El potencial de par tiene entonces la forma:

V(z_{1}-z_{2})= V_{0}exp(-\alpha|z_{1}-z_{2}|cos[2\pi (z_{1}-z_{2})/\Lambda_{L}]

en la que \alpha indica el inverso del recorrido libre medio de un electrón único. Este potencial está ilustrado en la Figura 23, en unidades de V_{0} (el máximo posible de potencia de dispersión). El potencial de par es oscilatorio, y se amortigua con el recorrido libre medio. Un par electrónico que tenga una función de onda con máximos que solapan los mínimos de potencial verá un mínimo de energía. Si V_{0} es comparable en magnitud con la repulsión de Coulomb, y el recorrido libre medio se extiende sobre muchos períodos de superretícula, pueden existir pares de electrones ligados. El recorrido libre medio del electrón, que tiende a disminuir con la temperatura, representa, por lo tanto, un importante factor limitativo en la formación de pares ligados.

La fuerza de la interacción de Coulomb entre electrones que tienen gran desajuste del vector de onda es proporcional a 1/q^{2}, donde q es la magnitud del desajuste. La interacción de Coulomb entre electrones en cavidades opuestas de una banda de conducción degenerada de algún modo será más débil que la observada entre electrones en la misma cavidad de la banda de conducción. Así pues, la probabilidad de la formación de pares ligados intercavidades es mucho mayor que la probabilidad de formación de pares de electrones ligados dentro de una única cavidad de conducción.

Los pares ligados entre cavidades solamente se formarán si la energía de unión del par es mayor de cero. Podemos realizar un cálculo de variaciones del estado fundamental del par, y muestran que puede existir un estado ligado entre electrones incluso en presencia de dispersión banda portadora - banda portadora.

Específicamente, admitimos una función de onda unidimensional (en z) que es separable en las coordenadas del centro de gravedad (z_{1}+z_{2})/2 y de la diferencia (z_{1}-z_{2}). Después examinaremos la ecuación de Schrödinger de la función de onda del par:

- \frac{\hbar^{2}}{2m^{\text{*}}{}_{ee}} \ \frac{d^{2}}{d\xi^{2}} \ \Psi(\xi) \ + \ \left[V(\xi)+ \frac{e^{2}}{4\pi\varepsilon_{0}\xi}\right] \ \Psi(\xi) \ = \ E\Psi (\xi)

En la que m^{\text{*}}_{ee} indica la masa reducida del par, y \xi indica la separación del par; V(\xi) indica el potencial de par mostrado en la Figura 2 (ecuación 10) y el segundo término de energía potencial es la repulsión de Coulomb. Introducimos los siguientes cambios de variables, que normalizan todas las escalas de longitud a q, que indica la mitad de la separación del vector de onda entre mínimos de banda de conducción:

Z' = q \ \xi

\alpha= \frac{\alpha}{q}

q=\frac{\Pi}{\Lambda}

E_{0}= \frac{{\hbar^{2}} \ q^{2}}{2 \ m^{2}{}_{ee}}

\newpage

V_{c} = \frac{e^{2} \ q}{4\pi \varepsilon}

La siguiente función de onda sirve entonces como una función de onda de prueba:

\psi (z')= (2\beta (1+\beta))^{1/2} \ exp(-\beta z')sen(z'),

en la que \beta se elige de forma que el valor esperado de la energía se minimice. Realizando este cálculo, encontramos que \beta es una solución de la ecuación:

V_{0}= 2 \ \frac{(2\beta+ \alpha)^{2}}{\alpha} \ [E_{0} \ \beta-V_{c} \ (1n \ \beta+1)]

En ausencia de repulsión de Coulomb, si permitimos que \alpha se aproxime a cero (el límite de dispersión banda portadora - banda portadora muy bajo), el estado energético fundamental se aproxima al límite:

<E> \ = E_{0}-V_{0}/2,

El primer término es la energía del par que no interactúa, mientras que el segundo término es la energía de enlace. Así pues, V_{0}/2 representa la energía de enlace en el límite de la temperatura baja.

La Figura 24 muestra la reducción en la energía de enlace con a en aumento (disminuyendo el recorrido libre medio de los electrones) mientras que la Figura 25 muestra la energía de enlace como función del potencial de dispersión V_{0} para un recorrido libre medio fijado de 100 nm. A partir de estos cálculos y Figuras vemos que, cuando el recorrido libre medio es mucho mayor que el período de la superretícula, la energía de enlace del par de electrones viene dada por V_{0}/2.

Como se ha mencionado anteriormente, los electrones pueden ser dispersados por interacción con fonones. Hemos discutido dos tipos diferentes de dispersión fonón-electrón: (i) dispersión dentro de una cavidad de banda de conducción única; y (ii) dispersión entre cavidades entre diferentes mínimos de banda de conducción degenerada en la misma banda de conducción. En algunos materiales semiconductores existe un tipo disponible adicional de dispersión fonón-electrón. Algunos materiales semiconductores, tales como el silicio (véase la Figura 8), tienen una estructura fcc intercalada que da lugar a zonas de Brillouin contiguas duplicadas. En tales materiales puede producirse dispersión entre cavidades "interzonales" entre los mínimos de la banda de conducción de zonas de Brillouin contiguas, como se ha representado en la Figura 26, y puede conducir a la formación de pares de electrones ligados entre cavidades interzonales.

Es bien conocido que el establecimiento de pares de electrones ligados dentro de un material aumenta la conductividad de ese material, debido a que los pares de electrones ligados se comportan como bosones más que como fermiones y, por tanto, no están sujetos a un principio de exclusión. El presente invento proporciona un material con conductividad eléctrica aumentada proporcionando un material con pares de electrones ligados, preferiblemente aumentando en el material la tasa de dispersión entre cavidades (bien directa o interzonal).

El nivel de dispersión entre cavidades en un material dado depende, por supuesto, de la disponibilidad de fonones que tienen el momento apropiado. Por consiguiente, el presente invento proporciona un resonador de fonones en el que se ha aumentado la energía vibratoria (es decir, la densidad de fonones) en el momento necesario para producir dispersión entre cavidades directa y/o interzonal. Como se ha discutido anteriormente, tal resonador de fonones se produce proporcionando una estructura de densidad periódicamente variable, en la que el período de la estructura ha sido seleccionado para aumentar la densidad de fonones que tienen un valor del momento y una longitud de onda apropiados para producir dispersión entre cavidades.

Como se ha mostrado en la Figura 8 y se ha discutido anteriormente, el silicio cristalino muestra una banda prohibida en la que el mínimo de la banda de conducción está degenerado seis veces a lo largo de la dirección (100), y sucede a aproximadamente ocho décimas de la distancia al borde de la zona de Brillouin. Los mínimos de la banda de conducción degenerada de una banda de conducción única están, por lo tanto, separados 1,6\pi/a en el silicio. Así, para que una superretícula de isótopos de silicio sea resonante para fonones que pueden participar en dispersión entre cavidades entre los mínimos de la banda de conducción degenerada de una banda de conducción única, la superretícula habría de tener un período de:

\Lambda_{L} = 2,5 m capas atómicas

\newpage

Para m=1, el caso que proporciona la reflexión de Bragg de orden más bajo, esto da un período de aproximadamente 0,625 constantes de retícula o 2,5 capas atómicas. Prácticamente, es improbable que se pueda producir tal estructura, simplemente porque el período de la superretícula es demasiado pequeño.

Por otra parte, la Figura 8 muestra que los mínimos de la banda de conducción de las zonas de Brillouin contiguas están separadas sólo por 0,4\pi/a en el silicio. Así, un electrón podría dispersar desde un mínimo de banda de conducción hasta el mínimo de banda de conducción contigua por interacción con un fonón de momento q=0,4\pi/a. Para que una superretícula de isótopos de silicio sea resonante para fonones que pueden participar en tal dispersión entre cavidades interzonal, por lo tanto, la superretícula debería tener un período de:

\Lambda_{L} = 10 m capas atómicas.

Para m=1, el caso que proporciona la reflexión de Bragg de orden más bajo, esto da un período de aproximadamente 2,5 constantes de retícula o 10 capas atómicas de silicio.

Así, la superretícula de isótopos de silicio de orden más bajo del presente invento que actúa como un resonador para fonones capaz de participar en dispersión de intercavidades interzonal tiene un período doble que el de la superretícula de isótopos de silicio del invento que es un resonador para fonones capaces de participar en transiciones por radiación indirectas. Debido a que las retículas que tienen períodos que son múltiplos enteros del período del resonador de orden más bajo también son resonantes para los mismos fonones para los que es resonante el resonador de orden más bajo, está claro que es posible producir una superretícula de isótopos del presente invento que sea resonante tanto para fonones capaces de participar en dispersión entre cavidades interzonal y para fonones capaces de participar en transiciones por radiación indirectas.

Ejemplo 9 Conductor de baja resistencia

Un resonador de fonones del presente invento puede incorporarse en un conductor de baja resistencia. En la Figura 27 se representa una realización de tal conductor de baja resistencia. Como se ha representado en la Figura 27, dos dispositivos (230a, 230b) están conectados por medio de un resonador de fonones (100), que porta señales eléctricas entre los dispositivos (230a, 230b). Como resultaría rápidamente evidente a una persona medianamente experta, puede ser deseable dopar el conductor de baja resistencia del presente invento, u otros dispositivos discutidos en él. En tales casos, el dopado puede llevarse a cabo por cualquier método disponible en la técnica, incluyendo por ejemplo, difusión, incorporación durante el desarrollo, implantación de iones, o dopado de transmutación de neutrones (véase, por ejemplo, Haller Semicond. Sci. Tech. 5:319, 1990, incorporado aquí como referencia).

Ejemplo 10 Transformador plano

Como es conocido en la técnica, un transformador plano se ha formado cuando al menos dos caminos conductores están dispuestos uno con respecto al otro, por ejemplo, en una configuración de serpentina, de forma que se provee el flujo de corriente alterna. Un resonador de fonones del presente invento puede ser incorporado en uno o más de los caminos conductores para producir un transformador plano con conductividad eléctrica aumentada y, por consiguiente, las propiedades magnéticas mejoradas. Naturalmente, un resonador de fonones del presente invento podría también ser incorporado en otros dispositivos cuyas propiedades magnéticas provengan de la conductividad eléctrica.

Ejemplo 11 Diodo

Un resonador de fonones del presente invento puede ser incorporado en un diodo tal como se ha representado en la Figura 28. El resonador de fonones (100) es incorporado en un enlace p-n para formar un diodo con propiedades eléctricas mejoradas. Los contactos (240a) y (240b) se muestran situados en lados opuestos del enlace.

Ejemplo 12 Transistor bipolar

La Figura 29 representa un transistor bipolar p-n que incorpora un resonador de fonones del presente invento. La base (250) del transistor comprende un resonador de fonones (100) que mejora la conducción entre el emisor (260) y el captador (270).

Ejemplo 13 Transistor de efecto de campo

La Figura 30 representa un tipo n de Transistor de efecto de campo de enlace (JFET) de tipo n que incorpora un resonador de fonones del presente invento. La puerta (310) comprende un resonador de fonones (100) que aumente la conducción entre la fuente (320) y el dren (330). Como sería evidente para una persona medianamente experta en la materia, también podría incorporarse un resonador de fonones en un Transistor de Efecto de Campo Semiconductor de Metal de canales n (MOSFET) (véase la Figura 31).

Ejemplo 14 Circuito integrado

La Figura 32 representa un circuito integrado que utiliza una combinación de los componentes anteriormente descritos (por ejemplo, un conductor de baja resistencia, un diodo, un transistor bipolar, un JFET, y/o un MOSFET) que incorporan un resonador de fonones. Se puede utilizar cualquier combinación útil de componentes, y los componentes relacionados que no incorporen un resonador de fonones pueden ser utilizados en combinación con componentes que utilicen un resonador de fonones para conducción eléctrica mejorada.

Transferencia de calor acelerada desde un resonador de fonones

Las interacciones electrón-fonón pueden ser consideradas como de una fuente por la cual se generan fonones en desequilibrio. Así, las interacciones electrón-fonón pueden proporcionar el mecanismo de ganancia necesario para conseguir la análoga vibratoria de la acción del láser en un resonador. Una vez que tal resonador de fonones alcanza el umbral, la energía emitida se hace a la vez coherente y altamente direccional. Un resonador de fonones que opere por encima del umbral puede, por tanto, proporcionar transferencia de calor acelerada desde el resonador al sustrato en el que reside el resonador por la emisión direccional coherente de energía vibratoria al sustrato.

Además, al igual que una variedad de sistemas muestran resonancias estocásticas en la presencia de no linealidades, las vibraciones anarmónicas combinadas con un resonador de fonones, se podría esperar que mostrara resonancias estocásticas. Estas resonancias son a la vez coherentes y direccionales, proporcionando transferencia de calor acelerada desde (o a través de) una superretícula de isótopos.

Método de producir un resonador de fonones

Un resonador de fonones del presente invento puede ser fabricado por cualquiera de una variedad de métodos. Aquí describimos la preparación de un resonador de fonones de superretícula de isótopos. Existen dos aspectos en cualquier método de producir una superretícula de isótopos: i) proporcionar isótopos independientes sustancialmente puros; y ii) ensamblar los isótopos sustancialmente puros en una estructura en capas del invento. Estos dos aspectos pueden realizarse independiente o simultáneamente.

Los métodos disponibles para la separación de isótopos incluyen, entre otros, difusión gaseosa, centrifugación de gas, destilación fraccionada, separación aerodinámica, intercambio químico, separación electromagnética, y disociación/ionización de láser (véase, por ejemplo, London Separation of Isotopes, London; George Newnes, Ltd, 1961; Spindel y otros J. Chem. Engin. 58, 1991; Olander Sci. Am. 239:37, 1978; Stevenson y otros. J. Am Chem. Soc. 108:5760, 1986; Stevenson y otros Nature 323:522, 1986; Bigelelsen Science 147:463, 1965; Tanaka y otros Nature 341:727, 1989; Ambartzumion Applied Optics, 11, p. 354, 1972; N. R. Isenor y otros. Can. J. Phy. 51:1281, 1973; Epling y otros Am. Chem. Soc. 103:1238, 1981; Kamioka y otros J. Phy. Chem. 90:5727, 1986; Lyman y otros J. App. Phy. 47:595, 1976; Arai y otros App. Phy. B53:199, 1991; Clark y otros Appl. Phy. Lett. 322:46, 1978. También se puede utilizar la segregación de la zona de flotación para la purificación de un semiconductor.

Los métodos disponibles para ensamblar materiales isotópicamente puros en una superretícula de isótopos del presente invento incluyen, por ejemplo, deposición de vapores químicos (CVD), epitaxia de haz molecular (MBE), y epitaxia de haz químico (CBE) (véase, por ejemplo, Sedwick y otros J. Vac. Sci. Technol. A 10(4), 1992. Los materiales isotópicamente puros preparados por cualquier método disponible, incluyendo los citados anteriormente, puede ser utilizado en combinación con las tecnologías normales CVD, MBE, o CBE para producir una superretícula de isótopos del presente invento.

Adicionalmente, una superretícula de isótopos del presente invento puede ser preparada realizando simultáneamente la separación de isótopos y la deposición de capa. En un proceso particularmente preferido, se utiliza la técnica de separación de isótopos por disociación por láser en combinación con un proceso CVD, (es decir, como un proceso "CVD asistido por láser") en una única cámara para producir una superretícula de isótopos del presente invento (véase el ejemplo 18).

Los ejemplos 15-18 proporcionan descripciones específicas de destilación fraccionada, intercambio químico, disociación por láser, y técnicas CVD asistidas por láser, respectivamente. La destilación fraccionada puede utilizarse, por ejemplo, en la preparación de precursores a granel para el desarrollo epitaxial o de Czochralski. El CVD asistido por láser proporciona in situ la separación de isótopos y el desarrollo de la capa. Estos ejemplos son descripciones de procesos preferidos, y no se pretende limitar el alcance del invento como un conjunto.

Ejemplo 15 Destilación fraccionada

Es bien conocido que existen ligeras diferencias en el calor de vaporización de las diferentes especies isotópicas contenidas en un líquido. El método de destilación fraccionada proporciona, después del proceso, a una especie isotópica permanecer en la fase líquida mientras que la otra es extraída en una fase de vapor. Un método preferido para la separación de isótopos de silicio sería la destilación fraccionada del SiCl_{4}, un material que es líquido a temperatura normal pero que proporciona una presión de vapor comparativamente alta. Como el SiCl_{4} es un precursor normal para la producción de silano y silicio elemental, existen muy pocos desechos en este proceso.

Ejemplo 16 Intercambio químico

El intercambio químico proporciona separación entre diferentes especies isotópicas en virtud de las diferencias isotópicas de energía libre y la influencia correspondiente en el equilibrio de las reacciones químicas. Se ha mostrado que, en circunstancias adecuadas, las especies isotópicas mostrarán diferentes ratios en mezclas de reactivos y de producto en ciertas reacciones de equilibrio. Los requisitos clave para que tales mecanismos de intercambio químico sean efectivos son:

\bullet La utilización de fases reactivo/producto inmiscibles (líquidos inmiscibles o reacciones líquido-gas);

\bullet Orbitales electrónicos similares a los orbitales deslocalizados encontrados en compuestos aromáticos; y

\bullet Un catalizador apropiado para que la reacción al equilibrio vaya más rápida.

Ejemplo 17 Disociación y calentamiento selectivo de isótopos por láser

La disociación y calentamiento selectivo de isótopos por láser es el método preferido para la separación y desarrollo in situ de capas de isótopos puros.

La técnica de disociación por láser de separación de isótopos se basa en el hecho de que muchas moléculas muestran transiciones vibratorias en la zona cercana y media del infrarrojo. El bombardeo de moléculas con radiación sintonizada con sus transiciones vibratorias disocia las moléculas. Debido a que las transiciones vibratorias de moléculas dependen de las masas de los átomos, las moléculas que contienen isótopos diferentes de un átomo dado muestran diferentes energías de transición. Así pues, las moléculas que contienen isótopos diferentes de un átomo dado son disociadas por bombardeo con radiación de frecuencias diferentes.

Se dispone de una variedad de fuentes de láser con acceso a la región infrarroja cercana a media, que podría ser utilizada para disociar moléculas que tienen transiciones vibratorias en esa región. Por ejemplo, las transiciones en la gama de 9-10 son accesibles utilizando un láser de CO_{2}; diversos láseres de componentes sólidos pueden acceder al infrarrojo cercano; pudiéndose utilizar la tecnología del oscilador paramétrico óptico para conseguir una amplia capacidad de sintonización.

Con el fin de separar un isótopo de un átomo de otro utilizando la disociación por láser, una mezcla de moléculas que incluyen los diferentes isótopos es bombardeada con radiación (es decir, de un láser) sintonizado con la frecuencia de transición por vibración de una primera molécula que incluye un primer isótopo. La primera molécula, por consiguiente, es excitada y puede ser separada de otras moléculas en la mezcla debido a su alta temperatura, o a su mayor sensibilidad a la fotodisociación (véase más adelante). Después de haber aislado el primer isótopo, la frecuencia de radiación puede ajustarse, por ejemplo, sintonizando el láser en una nueva frecuencia o proporcionando una fuente de láser alternativa, de forma que la frecuencia de radiación esté sintonizada con la frecuencia de transición por vibración de una segunda molécula, que incluye un segundo isótopo, y esa segunda molécula puede ser aislada. Se repite el procedimiento hasta haber aislado todos los isótopos deseados.

Ejemplo 18 CVD asistido por láser

Una superretícula de isótopos de silicio del presente invento puede ser producida por la exposición de gas silano (SiH_{4}) a radiación infrarroja en una cámara tal como se ha representado en la Figura 21. Una lámina cristalina semiconductora (300) es mantenida en la cámara a una temperatura inferior a la requerida para la descomposición espontánea del silano. La lámina cristalina semiconductora (300) puede ser colocada en un calentador (350). Un primer láser (310) es sintonizado en la frecuencia de transición vibratoria del primer isótopo de silicio deseado (por ejemplo, Si^{28}). La excitación por láser proporciona una gran diferencia de temperatura entre el isótopo deseado y los otros isótopos, lo que da lugar a la deposición sobre la lámina cristalina semiconductora (300) de solamente el isótopo deseado. Alternativamente, el primer láser (310) puede ser usado para excitar solamente el primer isótopo de silicio deseado, y un segundo láser (320) puede proporcionar un fotón de alta energía para fotoionizar las moléculas de silano excitado (es decir, las moléculas de silano que contienen el isótopo de silicio deseado), produciendo iones que tienen alta reactividad con la superficie de la lámina cristalina semiconductora (300).

Después de haber sido extendido el apropiado número de capas atómicas del primer isótopo de silicio, el primer láser (310) se ajusta y sintoniza con la frecuencia de transición vibratoria del segundo isótopo de silicio deseado (por ejemplo, Si^{30}). Entonces se extiende el apropiado número de capas atómicas del segundo isótopo de silicio. Se repite el proceso hasta producir la estructura de superretícula de isótopos deseada.

Después del desarrollo de la superretícula de isótopos, el calibrado del espesor de capa puede realizarse mediante un análisis SIMS. También puede realizarse la monitorización in situ normalizada (por ejemplo, RHEED) para determinar, por ejemplo, si la mayoría de las capas de isótopo se desarrollan a una tasa espectacularmente más rápida que la minoría de capas de isótopos. Si es así, la disparidad puede corregirse, por ejemplo, ajustando la potencia del láser (por ejemplo, bajando la potencia del láser para que se depositen la mayoría de las capas de isótopos).

En todo momento, durante el desarrollo de la superretícula de isótopo del presente invento, la temperatura de la cámara debería ser lo suficientemente alta para mantener la movilidad superficial de los átomos de silicio depositados, con el fin de asegurar el desarrollo epitaxial. También se prefiere que la superretícula de isótopos se desarrolle en la dirección del mínimo más bajo de la banda de conducción. Para el silicio, esto corresponde a la familia (100)(010)(001) de los planos de desarrollo; para el germanio, es deseable una superretícula (111). El diamante tiene una estructura de bandas muy próxima a la del silicio y, por consiguiente, requiere direcciones de desarrollo similares. Como debería ser evidente para una persona medianamente experta en la materia, son posibles otras direcciones de desarrollo, siempre que la periodicidad en la dirección apropiada (por ejemplo, en la dirección (100) para el silicio) cumpla los criterios discutidos aquí.

Se puede examinar la pureza del isótopo de una superretícula de isótopos del presente invento usando cualquier método disponible tal como, por ejemplo, la espectroscopia de masas de iones o la dispersión de Raman.

Como podrá apreciar una persona medianamente experta en la materia, los importantes requerimientos para la producción de una superretícula isotópicamente pura del presente invento incluyen la exigencia de que la lámina cristalina semiconductora (300) sea atómicamente limpia, que la conmutación de las frecuencias de láser no produzca un depósito de capas de isótopos "mezcladas", y que la cámara proporcione un entorno sustancialmente libre de colisiones.

Cada uno de estos requerimientos se discute en su orden. Lo primero de todo, la lámina cristalina semiconductora (300) puede limpiarse utilizando métodos normales y se debería realizar una retirada del óxido.

Con el fin de evitar problemas asociados con poblaciones de isótopos mezcladas producidas durante la sintonización del láser, una realización particular del método del presente invento proporciona diversas láminas cristalinas semiconductoras (300) montadas en un carrusel giratorio cuyo giro está programado de tal forma que sólo se depositen en las láminas cristalinas semiconductoras capas isotópicas puras (es decir, de forma que las poblaciones mezcladas se produzcan durante los momentos en que estén expuestos a la corriente de silano los espacios intermedios en lugar de las láminas cristalinas semiconductoras).

En el método del presente invento se asegura un entorno sustancialmente libre de colisiones, tal como se representa en la Figura 21, haciendo que los láseres primero (310) y segundo (320) se interseccionen en un punto próximo a la superficie de la lámina cristalina semiconductora (300).

Como podrá apreciar una persona medianamente experta en la materia, al poner en práctica el método del presente invento, es conveniente asegurarse de que las capas de silicio se depositen preferentemente si no únicamente sobre la lámina cristalina semiconductora (300), y no en otras partes de la cámara. Así, es conveniente que las ventanas (330) y (340), a través de las cuales son dirigidos los haces de láser primero y segundo, estén hechas de un material que no esté recubierto de silicio después de la excitación.

Otras realizaciones

Lo anterior ha proporcionado una descripción de ciertas realizaciones preferidas del presente invento, cuya descripción no se pretende que sea limitativa. Otras realizaciones del presente invento están dentro del alcance de las siguientes reivindicaciones.

En particular, el presente invento no está limitado a materiales semiconductores. También pueden utilizarse materiales tales como el diamante. Adicionalmente, un resonador de fonones puede ser incorporado en alguno de los variados dispositivos ópticos o eléctricos, como sería rápidamente evidente a una persona medianamente experta en la materia. Por ejemplo, se puede incorporar un resonador de fonones en un dispositivo superconductor de interferencia cuántica (SQUID), un enlace Josephson, un transistor de alta frecuencia, o un detector de microondas, con el fin de mejorar las propiedades eléctricas o térmicas de esos dispositivos.

También, la presente especificación describe una estructura de densidad periódicamente variable (por ejemplo, una superretícula de isótopos). La densidad de la estructura preferida descrita anteriormente se varía proporcionando capas alternantes de material de densidad másica diferente. Otra forma de variar periódicamente la densidad másica de una estructura es introducir una onda estacionaria en la estructura. Sin embargo, debido a que los fonones solamente se propagan sin dispersión en el intervalo 100-1.000 \ring{A}, se podría requerir para restablecer la necesaria onda estacionaria una onda sonora que tenga una longitud de onda mucho menor de 1.000 \ring{A}. Tales ondas sonoras en la práctica no pueden ser generadas. Así pues, la estructura de la densidad periódicamente variable del presente invento es una estructura que tiene capas de material de diferente densidad, en la forma de una superretícula de isótopos tal como se ha descrito aquí.

Como resultará evidente a una persona medianamente experta en la materia, se podría idear una estructura de densidad periódicamente variable tal como la descrita aquí para suprimir, antes que para aumentar, los fonones de vectores de onda particulares. Por ejemplo, a veces es conveniente evitar las interacciones fonón-electrón que se producen en un enlace electrónico en una estructura de cavidad cuántica o de cable cuántico. Una estructura puede ser ensamblada tal como se ha descrito aquí, habiendo sido ideada para no ser resonante, y por tanto para suprimir fonones en las energías requeridas para ionizar un electrón. Tal estructura mejoraría el funcionamiento de la cavidad o cable cuánticos.

Como resultará evidente a una persona medianamente experta en la materia, una superretícula de isótopos del presente invento podría ser construida a partir de capas enriquecidas isotópicamente de dos o más elementos o compuestos diferentes, siempre que la estructura general esté ideada para que sea resonante para fonones de vector de onda apropiado para participar en interacciones fonón-electrón. Por ejemplo, podría ensamblarse una estructura que comprendiera dos capas atómicas de un isótopo de carbono alternando con tres capas atómicas de un isótopo de silicio. Tal estructura mostraría una gran (mayor de aproximadamente 2,5 eV) banda prohibida indirecta, y sería apropiada para utilizarla, por ejemplo, en un diodo emisor de luz tal como los descritos aquí.

La realización preferida del método del invento descrita anteriormente utiliza silano (SiH_{4}) como materia prima para producir una superretícula de isótopos de silicio del invento por separación de isótopos asistida por láser. Otras materias primas que también podrían utilizarse son, por ejemplo, SiH_{2}Cl_{2}, SiF_{4}, o cualquier otro elemento de la familia de los gases halogenuros-silanos, aunque moléculas más pesadas tales como el diclorosilano (SiH_{2}Cl_{2}), tienen espectros vibratorios complicados, que hace que sea más difícil la identificación de una frecuencia de absorción vibratoria que esté claramente asociada con un único isótopo de silicio. Así, para los fines del presente invento, el silano es la fuente de gas preferida para la separación de isótopos asistida por láser.

También, mientras que los ejemplos presentados aquí describen la fabricación y aplicación de un resonador de fonones, una persona medianamente experta en la materia reconocería qué estructuras que están en más de una (por ejemplo en dos o más dimensiones) podrían también fabricarse y utilizarse de acuerdo con las presentes enseñanzas. Tales estructuras proporcionan resonancias para fotones en hasta tres direcciones en el cristal. El método para determinar el período resonador en dos o tres dimensiones es precisamente análogo al utilizado para una dimensión. Una periodicidad dimensional de tres dimensiones tiene el efecto de modificar el espectro del fonón de todo el cristal antes que el espectro del fonón en una dimensión.

Claims (20)

1. Una estructura de densidad periódicamente variable de forma sustancial que comprende al menos una primera zona que tiene una primera densidad por estar enriquecida con un primer isótopo de un primer elemento; y al menos una segunda zona que tiene una segunda densidad por estar enriquecida con un segundo isótopo de un segundo elemento, siendo dichas primera y segunda zonas contiguas entre sí y alternando en dicha estructura de forma que dicha estructura tenga una densidad variable periódicamente de forma sustancial, siendo seleccionado el período de dicha estructura de forma que dicha estructura sea sustancialmente resonante para los fonones de un vector de onda, que corresponde dentro de dicha estructura a una transición de electrones indirecta asistida por fonones predeterminada.

2. La estructura de la reivindicación 1, en la que la transición de electrones indirecta asistida por fonones predeterminada se refiere a la dispersión de electrones entre cavidades de bandas de conducción.

3. La estructura de las reivindicaciones 1 ó 2, que además comprende un dopante.

4. La estructura de las reivindicaciones 1 ó 2, en la que dicha zona primera comprende una primera capa y dicha segunda zona comprende una segunda capa, de forma que la densidad de dicha estructura varíe periódicamente en sólo una dimensión.

5. La estructura de las reivindicaciones 1 ó 2, en la que la densidad de dicha estructura varía periódicamente en más de una dimensión.

6. La estructura de las reivindicaciones 1 a 5, en la que dicho primer elemento y dicho segundo elemento son los mismos y dicho primer isótopo y dicho segundo isótopo son isótopos diferentes de ese elemento.

7. La estructura de la reivindicación 6, en la que dicho elemento es un material de banda prohibida indirecta.

8. La estructura de la reivindicación 7, en la que dicho elemento es silicio.

9. La estructura de la reivindicación 8, en la que dicho isótopo primero es Si^{30} y dicho isótopo segundo es Si^{28}.

10. La estructura de la reivindicación 8, en la que dicho isótopo primero es Si^{30} y dicho isótopo segundo es Si^{29}.

11. Un dispositivo emisor de luz, que comprende la estructura de la reivindicación 1, un primer electrodo dispuesto en un primer lado de dicha estructura y un segundo electrodo dispuesto en un segundo lado de dicha estructura, siendo dicho segundo lado opuesto a dicho primer lado.

12. Un dispositivo detector óptico que comprende una zona dopada; una zona dopada n que forma un enlace p-n con dicha zona dopada-p; la estructura de la reivindicación 1, situada en dicho enlace p-n; un primer electrodo en contacto con dicha zona dopada-p; y un segundo electrodo en contacto con dicha zona dopada-n, estando dicho detector óptico dispuesto y construido de forma que la radiación entre en dicho dispositivo a través de dicho primer electrodo, pase a través de dicha zona dopada-p, y sea absorbido en dicha estructura, creando así un par electrón-agujero en dicha estructura y produciendo una corriente de fotones entre dichos electrodos.

13. Un dispositivo detector óptico que comprende la estructura de la reivindicación 1, teniendo dicha estructura al menos una zona dopada-p y al menos una zona dopada-n; y al menos un primer electrodo en contacto óhmico con al menos una zona dopada n; y al menos un segundo electrodo en contacto óhmico con al menos una de dichas zonas dopadas-p.

14. Un dispositivo detector óptico que comprende la estructura de la reivindicación 1, estando dicha estructura ligeramente dopada; y al menos dos electrodos en contacto Schottky con dicha estructura.

15. Un dispositivo que comprende un primer dispositivo eléctrico; un segundo dispositivo eléctrico; y un conector de baja resistencia que conecta dichos dispositivos primero y segundo, comprendiendo dicho conector de baja resistencia la estructura de la reivindicación 1.

16. Un transformador plano que comprende al menos dos caminos conductores, estando dichos caminos conductores dispuestos entre sí de tal forma que se provee corriente alterna a dicho transformador, en el que al menos uno de los dos caminos conductores comprende la estructura de la reivindicación 1.

17. Un diodo eléctrico que comprende la estructura de la reivindicación 1; un primer electrodo dispuesto en un primer lado de dicha estructura; y un segundo electrodo dispuesto en un segundo lado de dicha estructura, siendo dicho segundo lado opuesto a dicho primer lado.

18. Un transistor bipolar que comprende una primera y una segunda zonas dopadas-n; una zona dopada-p situada entre dichas primera y segunda regiones dopadas-n, comprendiendo dicha estructura dopada-p la estructura de la reivindicación 1.

19. Un transistor de efecto de campo que comprende una primera y una segunda zonas dopadas-n; una zona dopada-p situada entre dichas primera y segunda regiones dopadas-n, comprendiendo dicha estructura dopada-p la estructura de la reivindicación 1.

20. Un semiconductor de óxido metálico de efecto de campo que comprende una primera y una segunda zonas dopadas-n; una zona dopada-p situada entre dichas primera y segunda regiones dopadas-n, comprendiendo dicha estructura dopada-p la estructura de la reivindicación 1.