光子工程白炽发射器 本发明是根据美国能源部授予三帝公司的合同No.5 DE-AC04-94AL85000做出。政府在本发明中拥有一定的权利。
【技术领域】
本发明涉及白炽灯，更具体的说，涉及由光子工程热发射器制成的白炽灯。
背景技术
白炽灯提供高质量的照明，价格便宜，是最流行的住宅照明技术。不幸的是，白炽灯也是目前商用照明技术中效率最低(有用光能量)的照明技术。在下面的文章中对白炽灯技术进行了很好的回顾——Bergman等人，Filament Lamps，通用电器研发中心，报告98CRD027，1998年2月。
照明电器业通常使用发光功效一词来描述灯的效率。发光功效经常被定义为光通量除以总辐射功率，单位为流明/瓦特。光通量的单位是流明，是人眼响应加权的辐射通量。一种对灯效率的更好描述是光通量除以光源的总输入功率，从而电性能可以作为照明技术对比中的考虑因素。本公开采用发光功效的后一种定义，因为一些照明方法在把输入电功率转换为辐射功率时天生具有较低的效率。
使用了钨丝的60W白炽灯的发光功效仅为15流明/瓦特。白炽灯的发光功效之所以低，是因为钨丝发射地很多光(约90％)是光谱中不可见的红外(波长大于760nm)部分。荧光灯的效率比白炽灯高得多，其发光功效在75至100流明/瓦特之间。比较来说，使用宽谱光源的高质量白光的理论最大发光功效约为200流明/瓦特。
白炽灯通过加热钨丝至足够高的温度(一般约为2800oK)，使其辐射出电磁波谱的可见光部分(约380至760nm)而进行工作。这样的高温物体一般称为“发射器”或“辐射体”。黑体理论描述了高温发射器的辐射。理想的黑体发射理论最大辐射。实际的发射器不能如理想黑体般辐射。发射率是实际发射器的辐射与理想黑体的辐射之比，其值在0到1之间，无单位。
通过修改发射器的发射率可以提高白炽灯的发光功效。用于照明目的的最佳发射器的发射率在光谱的可见光部分为1，在不可见光部分为0。这样的发射器将发射光谱中所有有用的可见光部分，而不发射光谱中无用的不可见光部分。具备这种优化选择性辐射能力的2800oK发射器的发光功效将接近200流明/瓦特，比目前白炽灯的发光功效高10倍以上，比目前荧光灯的发光功效高2倍。
仍然需要有选择性地发射光谱可见光部分辐射的高温发射器，从而能够使白炽灯具有提高的发光功效。
【发明内容】
本发明提供了一种光子工程白炽发射器，包括具有特征晶格常数的光子晶体，并且包括具有第一介电常数的耐高温发射器材料以及具有至少一个其它介电常数的至少一个其它晶格材料，其中选择所述特征晶格常数、所述发射器材料和至少一个其它晶格材料，以建立抑制或改变所需截止波长之上的热发射的光子带隙。所述发射器材料可以包括耐高温的非金属或耐高温的金属，例如钨等。从而，可以设计光子工程白炽发射器，以选择性地发射光谱的可见光或近红外部分的热辐射，实现更为有效的白炽灯。
本发明还提供了一种用于制造适用于所述白炽发射器的光子工程结构的方法，包括在衬底上形成牺牲材料的晶格结构模具；将结构材料沉积到所述晶格结构模具种；以及从所述晶格结构模具中去除牺牲材料。硅集成电路技术尤其适合于形成所述晶格结构模具，以形成具有与可见光波长同一数量级的晶格常数的耐高温材料的光子晶体。
【附图说明】
作为说明书的一部分的附图示出了本发明，并与说明书一起描述了本发明。附图中，相似元件由相似的数字表示。
图1示出了发射率在截止波长之上为1，在截止波长之下为0的优化白炽光源的估计发光功效。
图2示出了三维(3D)“Lincoln-Log”型光子晶体结构的示意图。
图3示出了四层Lincoln-Log型钨光子晶体的制造顺序。
图4示出了构建在(001)定向的硅衬底上的四层钨光子晶体的截面扫描电子显微图。图4a示出了去除二氧化硅牺牲模具之前的钨光子晶体。图4b示出了去除二氧化硅牺牲模具之后的钨光子晶体。用于形成该晶体的一维钨棒的宽度为1.2μm，棒与棒的间隙为4.2μm。
图5示出了沿四层钨光子晶体的<001>轴传播的光的测量反射率和透射率谱。
图6示出了四层钨光子晶体的倾角反射率谱。
图7示出了具有N(N＝2、4和6)层的钨光子晶体的计算透射谱。
图8示出了晶格常数为4.2μm的四层钨光子晶体的谱发射率。
【具体实施方式】
本发明涉及一种比传统白炽灯更高效的光子工程白炽发射器，以及一种制作该白炽发射器的方法。通过使用光子工程结构来改进高温发射器的发射选择性来实现本发明的更高效白炽发射器。光子工程结构由具有光波长数量级的周期变化的材料构成。周期变化改变了介质中的允许光模式，带来了许多有变化且有用的属性。一些光子结构在特定波段完全消除了各个方向上的光模式。这些结构据说表现出三维(3D)光子带隙。Joannopoulos et al.的Photonic Crystals：Molding theFlow of Light(1995)一文描述了光子晶体及其属性。
因此，可以通过对光子结构的适当修改来改变热发射频谱和发射率。在Lin和Fleming的美国专利申请09/441,221中公开了使用光子结构来控制物体热辐射的发射，在这里一并作为参考。在Lin等人的“Enhancement and suppression of thermal emission by three-dimensional photonic crystal”Phys，Rev B62，R2243(2000)中描述了修改光子结构在光谱内红外部分的热辐射。Lin等人制造了以空气为第二电介质的3D“Lincoln-Log”型硅光子晶体。硅光子晶体的晶格常数为4.2μm，并且具有覆盖了从λ＝9μm到15μm的红外波长范围的大光子带隙。当加热至410℃时，硅光子晶体的发射率在表征了3D光子带隙的10到16μm之间大幅降低。
图1示出了其发射率在截止波长之上为1，在截止波长之下为0的优化白炽光源的发光功效。通过让截止波长尽可能靠近可见光的长波长边(即，760nm)，可以使发光功效最大化。利用这种优化发射器，发光功效接近200流明/瓦特。因此，对于光谱可见光部分内的白炽照明应用，光子晶体的光子带隙必须比以Lin等人的硅光子晶体所获得的更加接近可见光的长波长边。
让光子能带隙接近可见光的长波长边，光子晶体可以具有更小的维数，使用具有更高电介质对比的材料，并且能够忍受高温(例如2800oK)。正如Bergman等人所述，白炽灯灯丝的最常用材料是基于钨的材料。作为金属，当用于光子晶体时，钨还具有大折射率的优势。折射率的较大差别加强了折射率的周期变化对光子晶体中的光模式的效应，从而产生了其中降低了发射率的具有大光子带隙的光子晶体。
光子工程发射器结构
本发明公开了一种有选择性地发射可见光和近红外波长的2D或3D光子晶体。本领域的技术人员所公知的表现出2D或3D光子带隙的各种类型的光子晶体结构均适用于本发明。在Fleming和Lin的美国专利申请09/296,702中公开了光子晶体结构和制造的一些例子，其公开这里一并作为参考。
本公开中用作示例的表现出3D光子带隙的普通类型的光子晶体是图2中示意性示出的Lincoln-Log型光子晶体结构200。3DLincoln-Log型结构由交替层210构成，每个交替层210进一步包括具有第一介电常数的材料的平行“原木(logs)”或棒220的均匀间隔的行。棒220之间的间隙以具有第二介电常数的材料230填充。为了简洁和较高的电介质对比度，材料230经常是空气。对于四层光子晶体200，一维棒220具有以下这种堆叠顺序：每四层重复其自身，重复距离为c。每层210内，棒220的轴互相平行，间距为d。交替层210以相对于前一层90度的角度旋转。每层210之间，棒220相对于彼此以0.5d移位。所得到的结构具有面心四角晶格对称性，金刚石结构是其子集。在c/d＝1.414的特殊情况下，晶体200可衍生自以两根棒为基础的面心立方体单元格。
光子晶体的制造
可以采用本领域的技术人员所公知的各种方法来制造适用于本发明的表现出2D或3D光子带隙的光子晶体结构。3D光子晶体结构的垂直拓扑可以通过重复沉积和以逐层的方式刻蚀多层电介质薄膜来制造。一种制造光子晶体的逐层方法是直接使用结构材料来制造该结构，正如上述Lin等人制造硅光子晶体那样。另外，制造过程可以包括在牺牲材料中形成针对结构材料的晶格结构模具，有选择地把结构材料沉积至晶格结构模具中，以及最后把牺牲材料从回填模具中去除，从而留下结构材料的光子晶体。对于可能会在直接逐层的制造过程中形成较大残余应力的结构材料来说，后一种方法具有优势。本制作方法可用于形成可通过共形处理而沉积的各种结构材料的光子晶体，包括金属、金属合金和半导体。
为了说明的目的，下面的描述和图3a-3i的图例是一种适用于本发明的3D Lincoln Log钨光子晶体白炽发射器的逐层制造顺序。这里所描述的钨光子晶体的临近棒之间的间距为d＝4.2μm，棒宽w＝1.2μm，层厚1.6μm。如钨合金、碳化硅、碳、二氧化钛等其他耐高温金属和非金属的光子晶体亦适用于本发明中的光子工程白炽发射器。
晶格结构模具可以通过在如二氧化硅(SiO2)等牺牲模具材料的交互图案层中连续沉积如多晶硅等空腔形成结构材料来形成。二氧化硅制造程序中的基本逐层多晶硅在Lin等人的Nature 394，251(1998)和Fleming与Lin的美国专利申请09/296,702中有描述。Fleming和Lin公开的逐层制造方法使分层材料与精确厚度、平面性和对准控制的结合成为可能。
在图3a中，由如二氧化硅等牺牲模具材料构成的第一层310被置于硅衬底300之上。二氧化硅层310的厚度大于光子晶格的第一结构层340的期望厚度，根据所关注的截止波长的不同，光子晶格的厚度一般在0.02-10μm之间。对于此处所描述的3D钨光子晶体，结构层340的厚度可以为1.6μm，二氧化硅层310的初始厚度可以约为2.0μm。
图3b示出了形成了图案的第一二氧化硅层310以形成一系列均匀间隔且平行的间隔条311，具有近似矩形的横截面。可以使用光刻掩模(未示出)在二氧化硅层310上实现这种图案形成，光刻掩模具有位于要去除的间隔条311之间的层310中的材料的位置处的多个开口。随后可使用各向异性刻蚀过程(例如，垂直于表面的反应离子刻蚀)，造成间隔条311具有近似的矩形横截面。最好执行刻蚀步骤，以完全向下刻蚀穿过层310至衬底300。然后，可剥离刻蚀掩模，形成图3b的结构。在本示例中，相邻间隔条311之间的距离可以为4.2μm，间隔条的宽度可以为3.0μm。
在图3c中，可以通过化学气相沉积沉积多晶硅320，以填充二氧化硅间隔条311之间的区域。而且，多晶硅的厚度可以大于第一结构层340的预期最终厚度。沉积多晶硅320通常会产生复杂且不平坦的表面321。由于生长面上的散射和不可控反射，粗糙且不平坦的表面可能会导致低质量的光子晶体。因此，执行生长面的化学机械打磨(CMP)，以在放置后续结构层之前平整所述生长面。在授予Fleming等人的美国专利申请5,998,298中公开了用在本发明中的一般类型的CMP，其公开这里一并作为参考。
如图3d所示，第一结构层340由二氧化硅间隔条311的平面排列构成，由此生成多晶硅棒341。多晶硅棒341经过拉长，横截面基本为矩形，可以是1.2μm宽，1.6μm厚。
如图3e所示，重复同样的基本生长和处理步骤，多重结构层340即可在衬底300上增长，利用多晶硅形成预期的多晶硅光子晶格结构350。为了形成Lincoln-Log结构，多晶硅棒341的方向在每个结构层340之间旋转90°，在每隔一层，棒341相对于彼此移位间距d的一半。因此，结构350具有面心四角晶格对称性。
如图3f所示，然后，可去除多晶硅棒341以形成晶格结构模具360。多晶硅棒341可以使用具有～100∶1(Si比SiO2)的选择性的6M，85℃ KOH刻蚀去除。想要确保去除了所有多晶硅341的KOH处理期间的过渡刻蚀，可以在接触硅衬底300的层340的底部形成“V”结构361。这归功于下面硅衬底300的蚀刻，并且与衬底结晶方向无关。当刻蚀前端碰到硅衬底300的缓慢刻蚀(111)面时，KOH蚀刻会有效地停止，从而形成“V”凹槽361。
如图3g所示，晶格结构模具360可以回填结构材料。只要稍后牺牲材料(例如二氧化硅)可以被有选择性地从回填结构材料中去除，各种沉积处理，例如化学气相沉积(CVD)、电镀或利用旋压玻璃或纳米粒子的渗透，可用于模具360的回填。例如，通过CVD，可以沉积III-V族化合物半导体、II-VI材料、单一和混合氧化物、氮化物、氮氧化合物、金属和金属合金。进行涂层的前驱物质(precursor)可应用于晶格结构模具360，且可在溶液中电镀多种金属，以回填模具360。典型的电镀金属包括铜、镍、金、铁、银、钴和铬。
可以通过CVD用钨回填晶格结构模具360，以形成嵌入二氧化硅模具材料311中的钨棒370。因为薄层CVD钨薄膜不黏附于二氧化硅，可以通过反应离子溅射将前驱物质50纳米厚TiN附着层(未示出)沉积在模具360上。钨可以从WF6和H2以高压(例如90托)进行沉积。钨的化学气相沉积会形成极高纯度的薄膜。钨薄膜的电阻率可达10μOhm-cm，利用CVD钨370对模具360的回填可以在模具360的上表面形成粗糙且不均匀的钨生长面371。
如图3h所示，回填模具360的上表面可以用CMP进行平整，以去除多余的钨。图4a显示了钨回填且平整过的模具360的扫描电子显微图。如图4a所示，嵌入更深的钨棒370线的中心会形成锁孔382，因为CVD钨沉积处理的步骤覆盖率不是100％。然而，薄膜厚度远大于针对可见光和红外部分电磁辐射的钨的集肤深度。
最后，如图3i所示，可以通过基于1∶1 HF的溶液有选择性地把二氧化硅间隔条311从钨回填且平整过的模具360中刻蚀掉。最终形成包含硅衬底300上的层叠钨棒370的3D钨光子晶体。图4b是包含硅衬底300上的层叠钨棒370的四层钨光子晶体380的扫描电子显微图。钨光子晶体380具有每四层自我重复的堆叠序列，并且具有面心四角晶格对称性。钨棒370宽1.2μm，棒与棒间距4.2μm，高折射率钨的填充分数为28％。钨光子晶体380保持了充足的结构完整性以便于处理。
本制造流程可进行扩展以创建几乎任何在可见光或红外波长具有选择性发射率的互联光子晶体。例如，目前的最先进的硅集成电路处理工具能够缩小最小的特征大小以满足在近红外部分有光子带隙和在可见光部分具有选择发射率的结构的要求。例如，参见“InternationalTechnology Roadmap for Semiconductors”1999年版[2001年8月9日检索]。检索互联网：<网址：http：//public.itrs.net/files/1999_SIA_Roadmap/Home.htm>。
钨光子晶体的光学特性
根据上述流程制造的3D钨光子晶体380的光学特性以针对波长范围为1.5到25μm的傅里叶变换红外测量系统进行刻画。为了得到反射率(R)，首先从3D钨光子晶体380中取出样本光谱，然后对均匀银镜的参照光谱进行归一化。为了找出绝对透射率(T)，把取自钨光子晶体380的透射光谱对裸硅晶圆的透射光谱进行归一化。归一化的程序是消除外在效应，例如空气-硅界面上的光反射以及硅衬底300的吸收。
图5示出了四层钨光子晶体380的绝对反射谱510以及透射谱520。虚线530示出了作为参考的6000均匀钨薄膜的透射率。光沿钨光子晶体380的<001>方向传播，并且为非偏振光。λ＜5.5μm处，反射率510振荡，λ～6μm(频带边缘)处快速上升，最后在λ＞8μm时反射率达到90％。相应地，λ＜5.5μm处，透射率520有明显的峰值，λ～6μm(频带边缘)时快速下降，λ＞8μm处则低于1％。波长大于8μm，高R和低T同时出现表明了钨光子晶体的光子带隙的存在。对于四层钨光子晶体380，λ＝l0μm处的衰减约为30dB，或每层相当于7.5dB衰减。λ＜5.5μm处的多个振荡起因于光子容许带内的光子态密度振荡。
如图6所示，取倾角反射光谱以测定光子带隙的角度依赖性。对于倾角透射的测量，把钨光子晶体380置于旋转台上，旋转角度跨越从0°到60°的光入射角，从表面法线(即，<001>方向)开始测量。晶体方向从<001>轴倾斜至<110>轴。光的入射角因此系统地从第一布里渊区的G-X’倾斜至G-L。图6示出了四个倾角光谱，入射角分别为10、30、40和50°。入射角增大时，频带边缘位置从q＝10°的λ～6μm移至q＝50°的λ～8μm。对于所有光入射角，均保持了λ＜6μm处的振荡特征和长波长时的高反射率。因此，对于钨光子晶体380，存在较大的完整3D光子带隙，从λ～8μm至λ＞20μm。
图7示出了不同层数N＝2、4和6的钨光子晶体理论上的透射光谱，在对数坐标上绘出。虚线是均匀的6000钨薄膜的参照光谱。理论透射光谱的计算采用Phys.Rev.B52，11744(1995)中Sigalas等人的方法。在带隙(N＝6层时T＜10-8)中，透射率十分低，与较小的金属集肤深度(对于1m＜λ＜25m为300-500)相一致，几乎与波长无关。另一方面，晶体光谱在容许频带内表现出高得多的透射率(T～10-1)，意味着光子在金属容许频带内的传输不受金属衰减的控制。此外，在带隙(λ＞8μm)内观察到透射率对层数较强的依赖性。此层数依赖性表明，λ＞8μm时透射率衰减随制造结构的层厚度而不是金属集肤深度成比例。因此，所观察到的低透射率主要归因于光子带隙效应。带隙的衰减常数格外大——λ＝10、20和40μm时每层分别约为8、14和16dB。这表明四至六个晶体层足以获得较强的电磁波衰减。
这种特大的带隙对于抑制红外宽带黑体辐射以及把辐射能量循环至可见光部分十分理想。图8示出了钨光子晶体380的谱发射率。晶体380在光谱的远红外(8μm＜λ＜25μm)部分具有大范围的光子带隙(发射率接近0的区域)。较大光子带隙和远红外部分发射率的大幅降低归因于针对光子晶体使用了金属。在光子循环过程中，光子带隙完全阻止红外热发射并有选择性地将辐射迫进近红外和可见光发射。因此，能量不会浪费于生热，而是重新进入有用的发射带。光子晶体的晶格常数和耐高温材料可由制造流程决定。因此，当光子晶体被加热至超过1500℃时，发射带可被设定在可见光部分，从而实现了高效的白炽灯。
本领域的技术人员应当理解的是，上述描述仅是本发明的原理的应用的说明性文字，本发明的范围由根据说明书的权利要求决定。本领域的技术人员清晰地了解本发明的其它变体和修改。