JPH0656899B2 - 光学素子および半導体素子 - Google Patents
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- G02F1/017—Structures with periodic or quasi periodic potential variation, e.g. superlattices, quantum wells
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- B82—NANOTECHNOLOGY
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- G02F—OPTICAL DEVICES OR ARRANGEMENTS FOR THE CONTROL OF LIGHT BY MODIFICATION OF THE OPTICAL PROPERTIES OF THE MEDIA OF THE ELEMENTS INVOLVED THEREIN; NON-LINEAR OPTICS; FREQUENCY-CHANGING OF LIGHT; OPTICAL LOGIC ELEMENTS; OPTICAL ANALOGUE/DIGITAL CONVERTERS
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- G02F3/02—Optical bistable devices
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- H10F—INORGANIC SEMICONDUCTOR DEVICES SENSITIVE TO INFRARED RADIATION, LIGHT, ELECTROMAGNETIC RADIATION OF SHORTER WAVELENGTH OR CORPUSCULAR RADIATION
- H10F30/00—Individual radiation-sensitive semiconductor devices in which radiation controls the flow of current through the devices, e.g. photodetectors
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Description
【発明の詳細な説明】 〔産業上の利用分野〕 本発明は、全光学素子の分野に関し、特に、p-i-n 半導
体構造を採用した素子に関する。
体構造を採用した素子に関する。
量子井戸領域が非対称な特性を備える量子井戸素子が開
発されている。動作電力の低減および入射光の動作波長
の許容範囲の縮小などの改良は、非対称な井戸を取り入
れたことによるものである。前記の関連の応用におい
て、また応用物理レター（１９８９年）、５４（３）の
p.202-p.204 の説明のように、量子井戸の輪郭を成す２
つの広い禁止帯層の間の狭い禁止帯小領域にわたって非
対称な電子的特性を有する真性の量子井戸領域を素子構
造の内部に備えることによって、改良された自己電気光
学素子が得られら。非対称性の結果として、量子井戸領
域によって、前記の小領域内部の電子とホールが、その
自己電気光学効果素子に印加された電界の向きに対して
反対方向に分極されるようであった。その非対称な電子
的特性は、合成的に選別された狭い禁止帯層として、ま
たは薄く広い禁止帯層によって隔てられた異なる厚さの
一対の結合された狭い禁止帯層として実現された。
発されている。動作電力の低減および入射光の動作波長
の許容範囲の縮小などの改良は、非対称な井戸を取り入
れたことによるものである。前記の関連の応用におい
て、また応用物理レター（１９８９年）、５４（３）の
p.202-p.204 の説明のように、量子井戸の輪郭を成す２
つの広い禁止帯層の間の狭い禁止帯小領域にわたって非
対称な電子的特性を有する真性の量子井戸領域を素子構
造の内部に備えることによって、改良された自己電気光
学素子が得られら。非対称性の結果として、量子井戸領
域によって、前記の小領域内部の電子とホールが、その
自己電気光学効果素子に印加された電界の向きに対して
反対方向に分極されるようであった。その非対称な電子
的特性は、合成的に選別された狭い禁止帯層として、ま
たは薄く広い禁止帯層によって隔てられた異なる厚さの
一対の結合された狭い禁止帯層として実現された。
非対称性は、量子井戸材料用にエネルギー禁止帯を合成
的に選別するか、または厚さの異なる量子井戸を結合す
ることによって作り出すことができるが、［１１１］軸
に沿って成長したある種類のひずみ層の半導体構造が、
大きな圧電的に発生した内蔵電界から起こる非対称な光
電効果を与えることが立証された。ひずみ層の半導体構
造の種類は、超格子の層が、２軸圧縮領域と２軸伸張領
域とを格子不整合を介して基板に交互に与える構成材料
からなる種類である。電気的分極ベクトルの符号が、隣
合う領域ごとに反対であるから、超格子の境界において
分極のゼロでない発散（分極電荷）が存在し、その結
果、層ごとに次々と反対の極性を有し成長軸に沿って向
けられた内蔵電界が存在する。例えば、「物理レビュー
・レター」（１９８９年）第６２巻、第６号p.649-p.65
2 のビー・ローリッチ（B.Laurich ）他、「応用物理レ
ター」（１９８９年）の５４（３）p.233-p.235 のジェ
イ・ビーリ（J.Beery ）他、「物理レビューＢ」（１９
８８年）第３７巻、第７号p.10415-p.10418 のシー・メ
イルホイト（C.Mailhoit）他、「物理レビュー・レタ
ー」（１９８７年）第５８巻、第１２号p.1264-p.1267
のディ・スミス（D.Smith ）他、および「半導体通信
（Solid State Communications）」（１９８６年）第５
７巻、第１２号p.919-p.921 のディ・スミスの論文を参
照のこと。これらのひずみ層構造に対して、素子の動作
を当然のことと仮定しているが、これらの構造を実際に
取り入れた素子は報告されていない。
的に選別するか、または厚さの異なる量子井戸を結合す
ることによって作り出すことができるが、［１１１］軸
に沿って成長したある種類のひずみ層の半導体構造が、
大きな圧電的に発生した内蔵電界から起こる非対称な光
電効果を与えることが立証された。ひずみ層の半導体構
造の種類は、超格子の層が、２軸圧縮領域と２軸伸張領
域とを格子不整合を介して基板に交互に与える構成材料
からなる種類である。電気的分極ベクトルの符号が、隣
合う領域ごとに反対であるから、超格子の境界において
分極のゼロでない発散（分極電荷）が存在し、その結
果、層ごとに次々と反対の極性を有し成長軸に沿って向
けられた内蔵電界が存在する。例えば、「物理レビュー
・レター」（１９８９年）第６２巻、第６号p.649-p.65
2 のビー・ローリッチ（B.Laurich ）他、「応用物理レ
ター」（１９８９年）の５４（３）p.233-p.235 のジェ
イ・ビーリ（J.Beery ）他、「物理レビューＢ」（１９
８８年）第３７巻、第７号p.10415-p.10418 のシー・メ
イルホイト（C.Mailhoit）他、「物理レビュー・レタ
ー」（１９８７年）第５８巻、第１２号p.1264-p.1267
のディ・スミス（D.Smith ）他、および「半導体通信
（Solid State Communications）」（１９８６年）第５
７巻、第１２号p.919-p.921 のディ・スミスの論文を参
照のこと。これらのひずみ層構造に対して、素子の動作
を当然のことと仮定しているが、これらの構造を実際に
取り入れた素子は報告されていない。
単純化したひずみ層半導体構造を使用する新たな種類の
非対称量子井戸素子によって、不整合ひずみ誘導圧電界
が発生できる。この単純化した構造においては、少なく
とも単一の本質的に格子不整合の狭い禁止帯層を、より
広い禁止帯ｐ−ｉ−ｎ構造に備えることにより、２軸性
の応力から生じる電界が、ダイオードにおける電界と逆
向きになるようになっている。本発明の構造によれば、
２軸性の応力は、２軸性の圧力でも、２軸性の張力でも
よい。逆バイアス動作では、ｐ−ｉ−ｎダイオード（以
下、ｐｉｎダイオードと記す）は、特徴的な量子井戸吸
収ピークの「青方偏移（ブルーシフト）」を起こす。素
子の誘導電界および「青方偏移」の性質の結果として、
素子は、比較的低い印加電力で良好なオン・オフの対称
を示し、かつ入射光の動作波長に対し縮小された許容範
囲を呈する。
非対称量子井戸素子によって、不整合ひずみ誘導圧電界
が発生できる。この単純化した構造においては、少なく
とも単一の本質的に格子不整合の狭い禁止帯層を、より
広い禁止帯ｐ−ｉ−ｎ構造に備えることにより、２軸性
の応力から生じる電界が、ダイオードにおける電界と逆
向きになるようになっている。本発明の構造によれば、
２軸性の応力は、２軸性の圧力でも、２軸性の張力でも
よい。逆バイアス動作では、ｐ−ｉ−ｎダイオード（以
下、ｐｉｎダイオードと記す）は、特徴的な量子井戸吸
収ピークの「青方偏移（ブルーシフト）」を起こす。素
子の誘導電界および「青方偏移」の性質の結果として、
素子は、比較的低い印加電力で良好なオン・オフの対称
を示し、かつ入射光の動作波長に対し縮小された許容範
囲を呈する。
素子の実施例をいくつか示した。最初の実施例では、非
対称量子井戸構造をｐｉｎダイオードに組み入れて示し
てある。第２の実施例では、同じ方向のひずみ成分を作
るために複数のひずみ量子井戸層を備えた自己電気光学
効果素子に、非対称量子井戸構造を組み込んで示した。
対称量子井戸構造をｐｉｎダイオードに組み入れて示し
てある。第２の実施例では、同じ方向のひずみ成分を作
るために複数のひずみ量子井戸層を備えた自己電気光学
効果素子に、非対称量子井戸構造を組み込んで示した。
単純化したひずみ層の半導体構造を第１図および第３図
に示す。これらの構造では、縦軸方向の内部の電界を誘
導するために格子不整合の量子井戸層における不整合ひ
ずみが用いられている。ひずみ層が狭い帯の量子井戸層
を含む無ひずみ層／ひずみ層／無ひずみ層の幾何学的構
造ために、半導体素子の設計が柔軟になる。これは、こ
の新規な構造により、個々の電界、即ち空間的に離れた
複数の縦軸方向の内部の電界をｐｉｎ素子に配置するこ
とができるようになるからである。また、この構造によ
って、内部の電界の大きさと方向を設計によって容易に
制御できる。
に示す。これらの構造では、縦軸方向の内部の電界を誘
導するために格子不整合の量子井戸層における不整合ひ
ずみが用いられている。ひずみ層が狭い帯の量子井戸層
を含む無ひずみ層／ひずみ層／無ひずみ層の幾何学的構
造ために、半導体素子の設計が柔軟になる。これは、こ
の新規な構造により、個々の電界、即ち空間的に離れた
複数の縦軸方向の内部の電界をｐｉｎ素子に配置するこ
とができるようになるからである。また、この構造によ
って、内部の電界の大きさと方向を設計によって容易に
制御できる。
ひずみは、成長面において２軸性であり、圧力も張力も
含むと理解されている。張力については、ひずみ層の格
子定数は、素子の基板材料の格子定数より小さいと理解
されている。圧力については、ひずみ層の格子定数は、
素子の基板材料の格子定数より大きいと理解されてい
る。
含むと理解されている。張力については、ひずみ層の格
子定数は、素子の基板材料の格子定数より小さいと理解
されている。圧力については、ひずみ層の格子定数は、
素子の基板材料の格子定数より大きいと理解されてい
る。
ひずみ層半導体素子における大半の材料は、（１１１）
の方向に成長したIII−Ｖ族半導体素子に集中していた
が、本発明では、閃亜鉛鉱形化合物のような圧電的な活
性な材料の（１１１）ひずみ層から応力に依存する作用
を利用することが分かる。これらの材料は、応力が与え
られると、巨視的な電気的分極を生じる。閃亜鉛鉱形化
合物には反転対称の中心がないので、閃亜鉛鉱形材料に
応力を加えると、ひずみ、つまり、電気的分極を起こし
得る原子の平衡位置からの微視的な変位を作り出すこと
ができる。
の方向に成長したIII−Ｖ族半導体素子に集中していた
が、本発明では、閃亜鉛鉱形化合物のような圧電的な活
性な材料の（１１１）ひずみ層から応力に依存する作用
を利用することが分かる。これらの材料は、応力が与え
られると、巨視的な電気的分極を生じる。閃亜鉛鉱形化
合物には反転対称の中心がないので、閃亜鉛鉱形材料に
応力を加えると、ひずみ、つまり、電気的分極を起こし
得る原子の平衡位置からの微視的な変位を作り出すこと
ができる。
電気的分極は、応力によって正の電荷が負の電荷より多
少なりとも変位した場合に、生じる。弾性変形および不
整合転位変形は、両者ともエピタキシャル成長した半導
体構造の応力エネルギーを最小にするように作用する
が、エピタキシャル成長の過程で発生する不整合ひずみ
は、弾性変形と不整合転位変形との間の張り合いによっ
て、収容れる。第１図および第３図に示した素子につい
ては、単一の量子井戸（第１図）および個々の量子井戸
（第３図）によって、ひずみは完全に収容される。
少なりとも変位した場合に、生じる。弾性変形および不
整合転位変形は、両者ともエピタキシャル成長した半導
体構造の応力エネルギーを最小にするように作用する
が、エピタキシャル成長の過程で発生する不整合ひずみ
は、弾性変形と不整合転位変形との間の張り合いによっ
て、収容れる。第１図および第３図に示した素子につい
ては、単一の量子井戸（第１図）および個々の量子井戸
（第３図）によって、ひずみは完全に収容される。
各量子井戸層にある半導体材料にひずみを発生させる格
子不整合は、一般に、量子井戸層におけるある要素の分
子率を変化させることによる周知の技法によって、得る
ことができる。例えば、第１図に示した素子は、量子井
戸層には、 ＩｎｘＧａ１−ｘＡｓを含み、その他の層には、ＧａＡ
ｓを含む。従って、ＩｎＡｓの分子率ｘを変えることに
より、量子井戸とＧａＡｓ基板との間の格子不整合を変
化させることが可能である。
子不整合は、一般に、量子井戸層におけるある要素の分
子率を変化させることによる周知の技法によって、得る
ことができる。例えば、第１図に示した素子は、量子井
戸層には、 ＩｎｘＧａ１−ｘＡｓを含み、その他の層には、ＧａＡ
ｓを含む。従って、ＩｎＡｓの分子率ｘを変えることに
より、量子井戸とＧａＡｓ基板との間の格子不整合を変
化させることが可能である。
格子不整合の程度は、量子井戸におけるひずみによって
発生される内部の電界強度に影響を与える。前記の例に
対し、線形補間法を用いることにより、ＩｎＡｓ分子率
が０から０．２まで変化する場合、電界強度が０から約
３ｘ１０７Ｖ／ｍまで変化するのを示すことができる。
この強度の電界は、量子閉じ込めシュタルク効果によっ
て量子井戸のバンド間の光吸収を劇的に変化させること
が知られている。量子閉じ込めシュタルク効果は、一般
に、ｐｉｎダイオード変調器、ｐｉｎダイオード検波
器、および自己電気光学効果素子によって使用される
が、何れも、別個に後述する。
発生される内部の電界強度に影響を与える。前記の例に
対し、線形補間法を用いることにより、ＩｎＡｓ分子率
が０から０．２まで変化する場合、電界強度が０から約
３ｘ１０７Ｖ／ｍまで変化するのを示すことができる。
この強度の電界は、量子閉じ込めシュタルク効果によっ
て量子井戸のバンド間の光吸収を劇的に変化させること
が知られている。量子閉じ込めシュタルク効果は、一般
に、ｐｉｎダイオード変調器、ｐｉｎダイオード検波
器、および自己電気光学効果素子によって使用される
が、何れも、別個に後述する。
本発明の原理によって実現したｐ−ｉ−ｎダイオード構
造を第１図に断面図で示す。第１図に示した素子に対す
る大体のエネルギー・バンドの図を第２図に示す。図で
は、素子の異なる領域に対応する位置を数字の下に示し
た。尚、本発明の原理の理解を向上させるために、図は
縮尺どうりには描かれていない。
造を第１図に断面図で示す。第１図に示した素子に対す
る大体のエネルギー・バンドの図を第２図に示す。図で
は、素子の異なる領域に対応する位置を数字の下に示し
た。尚、本発明の原理の理解を向上させるために、図は
縮尺どうりには描かれていない。
第１図に示したように、分子ビーム・エピタキシーによ
って基板１０上に典型的なｐｉｎダイオードをエピタキ
シャル成長させる。基板１０は、実質的に、ドーピング
していない、即ち、真性のＧａＡｓから成る。成長のた
めの基板の表面は、［１１１］に向かって２゜ミスカッ
ト（ずらして切断）した（１１１）Ｂ面である。ｎ型の
接触層１１を２ｘ１０18ｃｍ-3のドーピング濃度で、約
２．０μｍの厚さに形成するために、ケイ素をドーピン
グしたＧａＡｓを用ている。ダイオードの真性領域は、
障壁層１２および１４、および量子井戸の層１３から成
る。障壁層１２および１４は、約０．７μｍの厚さに成
長した実質的にドーピングしていない、即ち、真性のＧ
ａＡｓである。量子井戸の層１３は、分子率ｘ＝０．１
で約１００オングストローム（以下、単にＡと記す）の
厚さに成長した実質的にドーピングしていない（真性
の）ＩｎｘＧａ1-xＡｓである。量子井戸の層の厚さ
は、不整合転位からの結晶の損傷を避けるために、臨界
の厚さより薄く決められる。ここに掲げた例における臨
界の厚さは、０．２以下の分子率に対して、２００Ａと
３００Ａとの間である。しかし、注意しなければならな
いのは、量子井戸を形成するのに一般に必要であると考
えられている範囲に量子井戸層の厚さを維持することも
重要である、ということである。ｐ型の接触層を、２ｘ
１０18ｃｍ3のドープ材濃度で約２．０μｍの厚さに形
成するために、ベリリウムをドーピングしたＧａＡｓが
用いられる。量子井戸の外側の層の厚さは、量子井戸層
への光信号の伝送を向上させるために、かなり薄くする
こともある。
って基板１０上に典型的なｐｉｎダイオードをエピタキ
シャル成長させる。基板１０は、実質的に、ドーピング
していない、即ち、真性のＧａＡｓから成る。成長のた
めの基板の表面は、［１１１］に向かって２゜ミスカッ
ト（ずらして切断）した（１１１）Ｂ面である。ｎ型の
接触層１１を２ｘ１０18ｃｍ-3のドーピング濃度で、約
２．０μｍの厚さに形成するために、ケイ素をドーピン
グしたＧａＡｓを用ている。ダイオードの真性領域は、
障壁層１２および１４、および量子井戸の層１３から成
る。障壁層１２および１４は、約０．７μｍの厚さに成
長した実質的にドーピングしていない、即ち、真性のＧ
ａＡｓである。量子井戸の層１３は、分子率ｘ＝０．１
で約１００オングストローム（以下、単にＡと記す）の
厚さに成長した実質的にドーピングしていない（真性
の）ＩｎｘＧａ1-xＡｓである。量子井戸の層の厚さ
は、不整合転位からの結晶の損傷を避けるために、臨界
の厚さより薄く決められる。ここに掲げた例における臨
界の厚さは、０．２以下の分子率に対して、２００Ａと
３００Ａとの間である。しかし、注意しなければならな
いのは、量子井戸を形成するのに一般に必要であると考
えられている範囲に量子井戸層の厚さを維持することも
重要である、ということである。ｐ型の接触層を、２ｘ
１０18ｃｍ3のドープ材濃度で約２．０μｍの厚さに形
成するために、ベリリウムをドーピングしたＧａＡｓが
用いられる。量子井戸の外側の層の厚さは、量子井戸層
への光信号の伝送を向上させるために、かなり薄くする
こともある。
第１図に示したようなメサ型ダイオードを形成するため
に、標準的な湿式化学エッチングを使用する。このよう
なダイオードのオーム性接触は、金属の堆積および合金
化を含む標準的技法によって形成される。第１図に示し
た例については、接点１６は、金、ニッケル、および金
−ゲルマニウムの合金スタックから成る層を使用するこ
とによって、孤立したｎ型メサの上に形成される。接点
１７は、金、金−亜鉛およびクロムの合金スタックから
成る層を用いて、層１５の上に環状の接点として形成さ
れる。
に、標準的な湿式化学エッチングを使用する。このよう
なダイオードのオーム性接触は、金属の堆積および合金
化を含む標準的技法によって形成される。第１図に示し
た例については、接点１６は、金、ニッケル、および金
−ゲルマニウムの合金スタックから成る層を使用するこ
とによって、孤立したｎ型メサの上に形成される。接点
１７は、金、金−亜鉛およびクロムの合金スタックから
成る層を用いて、層１５の上に環状の接点として形成さ
れる。
第２図に示すように、伝導帯Ｅｃは曲線２０として描か
れ、フェルミ準位Ｅｆは曲線２１として、そして価電子
帯Ｅｖは曲線２２として、示される。０バイアスにおけ
る内蔵電界からのエネルギーをｑＶbdとして示す。上述
の例としての素子は、ひずみで発生した約１．７ｘ１０
５Ｖ／ｍの内蔵電界を示すと、予測される。第２図に示
すように、量子井戸層における格子不整合により、２軸
性の圧縮応力が生じるが、この大きさは、前記の量子井
戸領域内部の電子と正孔をその構造に与えられた電界の
方向に対し反対方向に分極させる＜１１１＞方向に沿っ
た軸方向のひずみを発生させるに十分な大きさである。
本発明の原理を他の材料系、即ち、異なる初期成長平面
へと拡張するためには、量子井戸層における格子不整合
が、２軸性のひずみを起こし、それによって、前記の量
子井戸領域内部の電子と正孔をその構造に与えられた電
界の方向に対し反対方向に分極させる＜ｈｈｌ＞方向に
沿った軸方向のひずみを発生させるに、十分な大きさで
なければならない。ここで、ｈおよびｌは、１以上の整
数である。
れ、フェルミ準位Ｅｆは曲線２１として、そして価電子
帯Ｅｖは曲線２２として、示される。０バイアスにおけ
る内蔵電界からのエネルギーをｑＶbdとして示す。上述
の例としての素子は、ひずみで発生した約１．７ｘ１０
５Ｖ／ｍの内蔵電界を示すと、予測される。第２図に示
すように、量子井戸層における格子不整合により、２軸
性の圧縮応力が生じるが、この大きさは、前記の量子井
戸領域内部の電子と正孔をその構造に与えられた電界の
方向に対し反対方向に分極させる＜１１１＞方向に沿っ
た軸方向のひずみを発生させるに十分な大きさである。
本発明の原理を他の材料系、即ち、異なる初期成長平面
へと拡張するためには、量子井戸層における格子不整合
が、２軸性のひずみを起こし、それによって、前記の量
子井戸領域内部の電子と正孔をその構造に与えられた電
界の方向に対し反対方向に分極させる＜ｈｈｌ＞方向に
沿った軸方向のひずみを発生させるに、十分な大きさで
なければならない。ここで、ｈおよびｌは、１以上の整
数である。
ｐ型層を＜１１１＞Ｂ基板に接触させてｐｉｎダイオー
ドを成長させる場合には、量子井戸層の格子不整合によ
って誘導されるひずみは、張力となる。
ドを成長させる場合には、量子井戸層の格子不整合によ
って誘導されるひずみは、張力となる。
上述の素子は、（１１１）Ｂ基板上で成長することを示
したが、当業者にとって、本発明の原理が（１１１）Ａ
基板上で成長する素子にも同様に適用できることは明か
である。（１１１）Ｂ基板を用いて経験された分極効果
は、（１１１）Ａを用いた場合に見られる効果とは逆に
なる。
したが、当業者にとって、本発明の原理が（１１１）Ａ
基板上で成長する素子にも同様に適用できることは明か
である。（１１１）Ｂ基板を用いて経験された分極効果
は、（１１１）Ａを用いた場合に見られる効果とは逆に
なる。
第１図に示したダイオードは、光検波器としての動作に
おいて逆にバイアスされる。逆バイアスの電位量が増す
ほど、量子井戸の電子吸収のピークが益々「青方偏移」
されるのが、バンドエッジでの光電流分光によって観察
される。つまり、電子吸収のピークが、より短い波長へ
と変換される。「青方偏移」および「青方偏移」の利点
についての説明は、自己電気光学効果素子との関連にお
いて後に行う。
おいて逆にバイアスされる。逆バイアスの電位量が増す
ほど、量子井戸の電子吸収のピークが益々「青方偏移」
されるのが、バンドエッジでの光電流分光によって観察
される。つまり、電子吸収のピークが、より短い波長へ
と変換される。「青方偏移」および「青方偏移」の利点
についての説明は、自己電気光学効果素子との関連にお
いて後に行う。
第３図に示した素子の動作をさらに理解するために、自
己電気光学効果素子および光双安定性に関する基礎を幾
つか概観する。自己電気光学効果素子（ＳＥＥＤ）とし
て知られる種類の光学的に双安定なスイッチング素子
が、開発された。米国特許第4,546,244 号参照。ＳＥＥ
Ｄ素子では、光双安定性は、取り入れられた材料の励起
が増えると共にその吸収が増加する取り入れ半導体材料
に依存する。
己電気光学効果素子および光双安定性に関する基礎を幾
つか概観する。自己電気光学効果素子（ＳＥＥＤ）とし
て知られる種類の光学的に双安定なスイッチング素子
が、開発された。米国特許第4,546,244 号参照。ＳＥＥ
Ｄ素子では、光双安定性は、取り入れられた材料の励起
が増えると共にその吸収が増加する取り入れ半導体材料
に依存する。
一般に、光双安定性ＳＥＥＤ素子は、真性の量子井戸領
域を有するｐｉｎダイオード、電気的または電子的な負
荷、およびバイアス電源の相互接続からなる。負荷およ
びバイアス電源は、通常は逆バイアス構成にあるダイオ
ードの回りに帰還ループを成して配置される。量子閉じ
込めシュタルク効果（ＱＣＳＥ）による電子吸収を許す
ように量子井戸層に直角に電界をかけた場合、急峻な励
起共振ピークを含む吸収バンド・エッジが、低い方の光
子エネルギーに変位させられて、約５０％の伝送変化を
達成する。印加された電界条件の下では、吸収エッジが
低い方の光子エネルギーに向かって変位するので、この
素子は、可視光スペクトラムにおける赤色光の低い方の
光子エネルギーのために、「赤方偏移」素子と称する。
バンド間の遷移は、バイアスされたＳＥＥＤ素子に対し
十分な量の吸収を起こさせる。一般に、素子の低吸収状
態と高吸収状態との間の対比は、変調などのために役立
つ素子の実現を許すに十分である。
域を有するｐｉｎダイオード、電気的または電子的な負
荷、およびバイアス電源の相互接続からなる。負荷およ
びバイアス電源は、通常は逆バイアス構成にあるダイオ
ードの回りに帰還ループを成して配置される。量子閉じ
込めシュタルク効果（ＱＣＳＥ）による電子吸収を許す
ように量子井戸層に直角に電界をかけた場合、急峻な励
起共振ピークを含む吸収バンド・エッジが、低い方の光
子エネルギーに変位させられて、約５０％の伝送変化を
達成する。印加された電界条件の下では、吸収エッジが
低い方の光子エネルギーに向かって変位するので、この
素子は、可視光スペクトラムにおける赤色光の低い方の
光子エネルギーのために、「赤方偏移」素子と称する。
バンド間の遷移は、バイアスされたＳＥＥＤ素子に対し
十分な量の吸収を起こさせる。一般に、素子の低吸収状
態と高吸収状態との間の対比は、変調などのために役立
つ素子の実現を許すに十分である。
ＳＥＥＤ素子への入射光電力が低いと、光電流は、あっ
ても無視できる程度なので、ダイオードのすべてのバイ
アス電圧が低下する。光ダイオードへの入射光の波長
は、ピーク、即ち最大の光吸収に対するゼロの印加電界
における励起共振波長に等しく、またはその近くに選択
される。入射光が、逆バイアスされたｐｉｎダイオード
に突入すると、光電流がどんどん発生し、代わりに、負
荷の両端の電圧降下が増加することによってダイオード
間の電圧が減少する。電圧を下げることにより、励起共
振ピークがゼロ印加電界の波長の方に変位して戻るよう
に、吸収を増加させることが可能となる。吸収が増加す
ると、光電流がさらに増加し、これによって、適切な再
生的な帰還条件の下では、素子のスイッチングが起こ
る。
ても無視できる程度なので、ダイオードのすべてのバイ
アス電圧が低下する。光ダイオードへの入射光の波長
は、ピーク、即ち最大の光吸収に対するゼロの印加電界
における励起共振波長に等しく、またはその近くに選択
される。入射光が、逆バイアスされたｐｉｎダイオード
に突入すると、光電流がどんどん発生し、代わりに、負
荷の両端の電圧降下が増加することによってダイオード
間の電圧が減少する。電圧を下げることにより、励起共
振ピークがゼロ印加電界の波長の方に変位して戻るよう
に、吸収を増加させることが可能となる。吸収が増加す
ると、光電流がさらに増加し、これによって、適切な再
生的な帰還条件の下では、素子のスイッチングが起こ
る。
以上で述べた原理に従って動作する光学的に双安定なＳ
ＥＥＤ素子が、開発され、発表されている。これらの素
子は、スイッチング・エネルギーを減少させるために通
常使用される共振光空洞がないにもかかわらず、高速か
つ低スイッチング・エネルギーで室温動作を示した。さ
らに、このような素子は、対称な量子井戸を使用する量
子井戸領域によって特徴付けられていた。対称な量子井
戸は、入射光の吸収が増加すると双安定素子の動作に必
要なスイッチングが起こるように、印加された電界条件
の下で所望のバンド・エッジ吸収シフト（赤方偏移）を
生じることが知られている。
ＥＥＤ素子が、開発され、発表されている。これらの素
子は、スイッチング・エネルギーを減少させるために通
常使用される共振光空洞がないにもかかわらず、高速か
つ低スイッチング・エネルギーで室温動作を示した。さ
らに、このような素子は、対称な量子井戸を使用する量
子井戸領域によって特徴付けられていた。対称な量子井
戸は、入射光の吸収が増加すると双安定素子の動作に必
要なスイッチングが起こるように、印加された電界条件
の下で所望のバンド・エッジ吸収シフト（赤方偏移）を
生じることが知られている。
第３図は、本発明の原理に従って非対称な量子井戸領域
を有するｐｉｎダイオードから成る自己電気光学効果素
子の略図を示す。光ビーク１０４が半導体素子１１０に
入射する。光ビーム１０４の一部が、半導体素子１１０
から光ビーム１０５として出る。半導体素子１１０は、
電子回路１０１によってバイアスされる。第１図に示し
た例に対し、電子回路１０１は、抵抗器１０３と半導体
素子１１０に直列に接続されたバイアス電源１０２から
の逆バイアス電圧Ｖｏを備えている。
を有するｐｉｎダイオードから成る自己電気光学効果素
子の略図を示す。光ビーク１０４が半導体素子１１０に
入射する。光ビーム１０４の一部が、半導体素子１１０
から光ビーム１０５として出る。半導体素子１１０は、
電子回路１０１によってバイアスされる。第１図に示し
た例に対し、電子回路１０１は、抵抗器１０３と半導体
素子１１０に直列に接続されたバイアス電源１０２から
の逆バイアス電圧Ｖｏを備えている。
電子回路１０１には、トランジスタやフォトトランジス
タなどの他の部品を適切な電圧源または電流源と並列ま
たは直列に組み合わせて多数含めることもできる。電子
回路１０１の実現方法は、米国特許第4,546,244 号に全
体的に示されている。
タなどの他の部品を適切な電圧源または電流源と並列ま
たは直列に組み合わせて多数含めることもできる。電子
回路１０１の実現方法は、米国特許第4,546,244 号に全
体的に示されている。
米国特許第456244 号の従来の自己電気光学素子に対す
る半導体素子の光学特性は、入力ビーム１０４からの光
の強度を増加させると半導体素子により吸収係数が増大
する、というものである。電子回路１０１との相互接続
によって、正帰還の機構が与えられ、これによって半導
体素子１１０による光エネルギーの光吸収を増やすこと
が可能となり、結果的に、光吸収係数が増大することに
なる。尚、注意を要するのは、光吸収係数に論及すれ
ば、それは、代わりとして屈折率にも言及したことにも
なる、と言うことである。なぜなら、吸収スペクトルの
変化は、クラマースークローニッヒの関係式に記述され
ているように、屈折率にも変化をもたらすからである。
る半導体素子の光学特性は、入力ビーム１０４からの光
の強度を増加させると半導体素子により吸収係数が増大
する、というものである。電子回路１０１との相互接続
によって、正帰還の機構が与えられ、これによって半導
体素子１１０による光エネルギーの光吸収を増やすこと
が可能となり、結果的に、光吸収係数が増大することに
なる。尚、注意を要するのは、光吸収係数に論及すれ
ば、それは、代わりとして屈折率にも言及したことにも
なる、と言うことである。なぜなら、吸収スペクトルの
変化は、クラマースークローニッヒの関係式に記述され
ているように、屈折率にも変化をもたらすからである。
本発明の原理によって動作している半導体素子１１０に
ついては、半導体素子１１０は、すぐ上で述べた従来の
素子とは異なる機構で動作する。従来の半導体素子は、
増大する電界において吸収を減少させる機構として、エ
キシトニック・ピークに対する対称な量子井戸領域を備
えていたが、本発明の半導体素子１１０は、量子井戸領
域におけるエキシトニック・ピークには全く依存せず
に、電界変化と共に吸収の変化を生じる。本発明の半導
体素子１１０において望まれるのは、入力光ビーム１０
４が、ゼロの印加電界において量子井戸領域の禁止帯エ
ネルギーに近い波長を有するということだけである。
ついては、半導体素子１１０は、すぐ上で述べた従来の
素子とは異なる機構で動作する。従来の半導体素子は、
増大する電界において吸収を減少させる機構として、エ
キシトニック・ピークに対する対称な量子井戸領域を備
えていたが、本発明の半導体素子１１０は、量子井戸領
域におけるエキシトニック・ピークには全く依存せず
に、電界変化と共に吸収の変化を生じる。本発明の半導
体素子１１０において望まれるのは、入力光ビーム１０
４が、ゼロの印加電界において量子井戸領域の禁止帯エ
ネルギーに近い波長を有するということだけである。
第３図に示すように、半導体素子１１０は、電子回路１
０１への接触を容易にするために、電気接触パッド１１
６および１１７によって接触されている。一般的に、半
導体素子１１０、そしてさらに重要な量子井戸領域に関
する光ビームの出入のために明瞭な光路を与えるため
に、電気接触パッドは、標準的な環状の接点である。半
導体素子１１０は、ｐ−ｉ−ｎ構造を備えていて、スペ
ーサ領域１１３、１１５および量子井戸領域１１４は、
真性であり、即ちドーピングされておらず、接触領域１
１１は、ｐ型材料であり、接触領域１１２は、ｎ型材料
である。量子井戸領域１１４は、幅の広い禁止帯の格子
整合半導体材料の障壁層によって両側で境を接した格子
不整合半導体材料の狭い禁止帯の１つ以上の量子井戸層
を備えていると考えられる。
０１への接触を容易にするために、電気接触パッド１１
６および１１７によって接触されている。一般的に、半
導体素子１１０、そしてさらに重要な量子井戸領域に関
する光ビームの出入のために明瞭な光路を与えるため
に、電気接触パッドは、標準的な環状の接点である。半
導体素子１１０は、ｐ−ｉ−ｎ構造を備えていて、スペ
ーサ領域１１３、１１５および量子井戸領域１１４は、
真性であり、即ちドーピングされておらず、接触領域１
１１は、ｐ型材料であり、接触領域１１２は、ｎ型材料
である。量子井戸領域１１４は、幅の広い禁止帯の格子
整合半導体材料の障壁層によって両側で境を接した格子
不整合半導体材料の狭い禁止帯の１つ以上の量子井戸層
を備えていると考えられる。
量子井戸領域１１４は、１つのバッファ層から他のバッ
ファ層へと、つまり層１１３から１１５へと量子井戸領
域を横切る場合、所定の電子的特性において非対称性を
呈する必要がある。その非対称な特性が、印加電界の増
加に応じて「青方偏移」を与える原因となるものであ
る。この非対称な特性の取り入れ方は、各量子井戸の内
部に閉じ込められている電子と正孔が、その半導体素子
１１０に印加される電界によって任意に実現される方向
とは反対方向に量子井戸領域において互いに相対的に分
極されるようにするのが、好ましい。換言すれば、電子
の波動関数の方が正孔の波動関数よりｐｉｎダイオード
のｐ型の側の方に引き寄せられて、正孔の波動関数の方
が、電子の波動関数よりダイオードのｎ型の側の方に広
がることが好ましい。
ファ層へと、つまり層１１３から１１５へと量子井戸領
域を横切る場合、所定の電子的特性において非対称性を
呈する必要がある。その非対称な特性が、印加電界の増
加に応じて「青方偏移」を与える原因となるものであ
る。この非対称な特性の取り入れ方は、各量子井戸の内
部に閉じ込められている電子と正孔が、その半導体素子
１１０に印加される電界によって任意に実現される方向
とは反対方向に量子井戸領域において互いに相対的に分
極されるようにするのが、好ましい。換言すれば、電子
の波動関数の方が正孔の波動関数よりｐｉｎダイオード
のｐ型の側の方に引き寄せられて、正孔の波動関数の方
が、電子の波動関数よりダイオードのｎ型の側の方に広
がることが好ましい。
半導体素子１１０は、分子ビーム・エピタキシー、およ
び金属有機化学堆積のような蒸気相エピタキシーを含む
標準的なエピタキシャル処理技術によって作ることがで
きる。
び金属有機化学堆積のような蒸気相エピタキシーを含む
標準的なエピタキシャル処理技術によって作ることがで
きる。
第３図に示した素子については、成長過程は、２ｘ１０
18原子／ｃｍ３の濃度でｎ＋伝導性を呈するように約１
０００Ａ以上の厚さのＧａＡｓ基板にケイ素をドーピン
グしながら、接触領域１１２において開始される。接触
領域１１２は、＜１１１＞Ｂのドーピングされていない
ＧａＡｓ基板上で成長する。実際には、表面の核生成を
向上させるためにミスカットが［１００］のような特定
の軸に向かって数度乃至１０分の数度というような微斜
面を露出するようにミスカットした基板を用いるのが望
ましい。領域１１２の上には、１０18原子／ｃｍ３の濃
度でｎ＋伝導性を呈するように同様にケイ素でドーピン
グしたＧａＡｓの、接触層へのバッファ層を成長させ
る。バッファ層の上にエピタキシー的に付着させるの
は、ＧａＡｓのスペーサ層であり、この層は、真性であ
り、即ち名目的にはドーピングされておらず、約７００
Ａの厚さである。各目的にドーピングされていないひず
み層の量子井戸領域は、約７０Ａの厚さと約０．１の分
子率を有する１つ以上の格子不整合ＩｎｘＧａ1-xＡｓ
層を含む。ＩｎＧａＡｓ層は、約１５０Ａの厚さを有す
るＧａＡｓのドーピングされていない層と交互になって
いる。非対称な量子井戸を１周期以上加えることによ
り、吸収係数の増大が可能となる。第３図に示した例に
ついては、そのバンド図を第４図に示したが、約１０周
期の量子井戸を使用している。ドーピングされていな
い、即ち真性のＧａＡｓのスペーサ層を、量子井戸領域
１１４の上に約７００Ａの厚さまで成長させる。スペー
サ領域１１３の上には、２ｘ１０18原子／ｃｍ３の濃度
を有しｐ＋伝導性を呈するようにベリリウムで約２００
０Ａの厚さにドーピングしたＧａＡｓ接触層を有するよ
うに、接触領域１１１を成長させる。
18原子／ｃｍ３の濃度でｎ＋伝導性を呈するように約１
０００Ａ以上の厚さのＧａＡｓ基板にケイ素をドーピン
グしながら、接触領域１１２において開始される。接触
領域１１２は、＜１１１＞Ｂのドーピングされていない
ＧａＡｓ基板上で成長する。実際には、表面の核生成を
向上させるためにミスカットが［１００］のような特定
の軸に向かって数度乃至１０分の数度というような微斜
面を露出するようにミスカットした基板を用いるのが望
ましい。領域１１２の上には、１０18原子／ｃｍ３の濃
度でｎ＋伝導性を呈するように同様にケイ素でドーピン
グしたＧａＡｓの、接触層へのバッファ層を成長させ
る。バッファ層の上にエピタキシー的に付着させるの
は、ＧａＡｓのスペーサ層であり、この層は、真性であ
り、即ち名目的にはドーピングされておらず、約７００
Ａの厚さである。各目的にドーピングされていないひず
み層の量子井戸領域は、約７０Ａの厚さと約０．１の分
子率を有する１つ以上の格子不整合ＩｎｘＧａ1-xＡｓ
層を含む。ＩｎＧａＡｓ層は、約１５０Ａの厚さを有す
るＧａＡｓのドーピングされていない層と交互になって
いる。非対称な量子井戸を１周期以上加えることによ
り、吸収係数の増大が可能となる。第３図に示した例に
ついては、そのバンド図を第４図に示したが、約１０周
期の量子井戸を使用している。ドーピングされていな
い、即ち真性のＧａＡｓのスペーサ層を、量子井戸領域
１１４の上に約７００Ａの厚さまで成長させる。スペー
サ領域１１３の上には、２ｘ１０18原子／ｃｍ３の濃度
を有しｐ＋伝導性を呈するようにベリリウムで約２００
０Ａの厚さにドーピングしたＧａＡｓ接触層を有するよ
うに、接触領域１１１を成長させる。
自己電気光学効果素子１１０上のゼロ印加電界に対する
伝導帯４０および価電子帯４２の概要を第４図に示し
た。フェルミ準位エネルギーを、ＥＦの表示を有する破
線で表した。伝導帯および価電子帯のエネルギーは、そ
れぞれＥｃ、Ｅｖとして示した。量子井戸領域１１４に
おいて、非対称な特性は、薄い真性のひずみ層と無ひず
み層が交互にある部分として示される。ひずみ層は、量
子井戸１１４−１、１１４−３および１１４−ｎで示さ
れる。無ひずみ層は、障壁１１４−２、１１４−４、お
よび真性のバッファ１１３および１１５として示され
る。
伝導帯４０および価電子帯４２の概要を第４図に示し
た。フェルミ準位エネルギーを、ＥＦの表示を有する破
線で表した。伝導帯および価電子帯のエネルギーは、そ
れぞれＥｃ、Ｅｖとして示した。量子井戸領域１１４に
おいて、非対称な特性は、薄い真性のひずみ層と無ひず
み層が交互にある部分として示される。ひずみ層は、量
子井戸１１４−１、１１４−３および１１４−ｎで示さ
れる。無ひずみ層は、障壁１１４−２、１１４−４、お
よび真性のバッファ１１３および１１５として示され
る。
電子回路からの印加電界なしで動作中の第３図に示した
半導体素子１１０について説明すると、ひずみ層の量子
井戸構造の狭い方の禁止帯部分において、さらに強く束
縛される状態に向かう最低エネルギー準位の波動関数の
変位が存在する。重い正孔の方が、その大きい質量と小
さい束縛エネルギーとの結果として摂動しやすいため
に、電子より変位するので、正孔と電子に対しては、電
位量が異なるだけである。このゼロ印加電界における変
位の結果として、正孔と電子の実質的に平均的な分離、
即ち換言すれば、電子と正孔の各対の実質的な分極が存
在する。これは、対称な量子井戸構造を予め静電界でバ
イアスすることによって生じる電界効果に似ている。接
触パッド１１６および１１７を介して電子回路１０１か
ら電界を印加した場合、結果としての量子閉じ込めシュ
タルク効果が、最低の電子−正孔遷移の「青方偏移」
（高いエネルギーｈν／２πへのシフト）として始まる
ように、電子と正孔の分離は、縮小する。この種のシフ
トは、従来の技術の対称な量子井戸構造が呈する「赤方
偏移」とは正反対のものである。さらに、「青方偏移」
素子により、従来の技術において対称な量子井戸によっ
て必要とされたようなエキシトニック・ピークに関わり
なく、電界の増大にともない吸収係数を減少させること
が可能となる。素子の動作は、ゼロ印加電界における量
子井戸領域１１４に対する禁止帯エネルギー付近の領域
にあるのが好ましいと思われる。特に、入力光ビーム１
０４は、最大の「青方偏移」の状態におけるバンド・エ
ッジ吸収ピークより僅かに低い平均光子エネルギーを有
することが、好ましい。そうであれば、半導体素子１１
０は、高電圧を使用し、吸収が最も低い（吸収バンド・
エッジの最大「青方偏移」に対応する）１つの状態か
ら、低電圧を使用し、吸収が高い第２の状態へと、シフ
トされることになる。
半導体素子１１０について説明すると、ひずみ層の量子
井戸構造の狭い方の禁止帯部分において、さらに強く束
縛される状態に向かう最低エネルギー準位の波動関数の
変位が存在する。重い正孔の方が、その大きい質量と小
さい束縛エネルギーとの結果として摂動しやすいため
に、電子より変位するので、正孔と電子に対しては、電
位量が異なるだけである。このゼロ印加電界における変
位の結果として、正孔と電子の実質的に平均的な分離、
即ち換言すれば、電子と正孔の各対の実質的な分極が存
在する。これは、対称な量子井戸構造を予め静電界でバ
イアスすることによって生じる電界効果に似ている。接
触パッド１１６および１１７を介して電子回路１０１か
ら電界を印加した場合、結果としての量子閉じ込めシュ
タルク効果が、最低の電子−正孔遷移の「青方偏移」
（高いエネルギーｈν／２πへのシフト）として始まる
ように、電子と正孔の分離は、縮小する。この種のシフ
トは、従来の技術の対称な量子井戸構造が呈する「赤方
偏移」とは正反対のものである。さらに、「青方偏移」
素子により、従来の技術において対称な量子井戸によっ
て必要とされたようなエキシトニック・ピークに関わり
なく、電界の増大にともない吸収係数を減少させること
が可能となる。素子の動作は、ゼロ印加電界における量
子井戸領域１１４に対する禁止帯エネルギー付近の領域
にあるのが好ましいと思われる。特に、入力光ビーム１
０４は、最大の「青方偏移」の状態におけるバンド・エ
ッジ吸収ピークより僅かに低い平均光子エネルギーを有
することが、好ましい。そうであれば、半導体素子１１
０は、高電圧を使用し、吸収が最も低い（吸収バンド・
エッジの最大「青方偏移」に対応する）１つの状態か
ら、低電圧を使用し、吸収が高い第２の状態へと、シフ
トされることになる。
エキシトニック・ピークを定義する正確なパラメータ
は、本発明のひ対称な量子井戸素子に対してはそれほど
重要ではないと述べてきたが、印加電界に伴う吸収バン
ド・エッジの拡大を避けるために、励起子（エキシト
ン）場のイオン化の抑制を考慮することが重要である。
前記のような拡大は、素子の性能の劣化をもたらすこと
になる。また、バッファ層の寸法は、ひずみ量子井戸層
のエッジ付近におけるバンド・ベンディング効果を避け
るのに十分な厚さが必要である。
は、本発明のひ対称な量子井戸素子に対してはそれほど
重要ではないと述べてきたが、印加電界に伴う吸収バン
ド・エッジの拡大を避けるために、励起子（エキシト
ン）場のイオン化の抑制を考慮することが重要である。
前記のような拡大は、素子の性能の劣化をもたらすこと
になる。また、バッファ層の寸法は、ひずみ量子井戸層
のエッジ付近におけるバンド・ベンディング効果を避け
るのに十分な厚さが必要である。
素子１１０の他の構造も本発明の主旨および範囲の中で
考え出すことができる。例えば、本発明は、抵抗器をｐ
ｉｎダイオードに統合した素子にも拡張可能であること
が分かる。また、複合的なｐ−ｎ−ｐ−ｉ−ｎ構造も考
えられる。この構造では、ｐ−ｎダイオードが、フォト
ダイオードを形成し、ｐ−ｉ−ｎ構造が、非対称の量子
井戸領域を含む統合された変調器である。さらに、対称
ＳＥＥＤおよび非対称ＳＥＥＤのようなあらゆる形態の
自己電気光学効果素子に対して、非対称な量子井戸領域
の使用を考えられることが分かる。
考え出すことができる。例えば、本発明は、抵抗器をｐ
ｉｎダイオードに統合した素子にも拡張可能であること
が分かる。また、複合的なｐ−ｎ−ｐ−ｉ−ｎ構造も考
えられる。この構造では、ｐ−ｎダイオードが、フォト
ダイオードを形成し、ｐ−ｉ−ｎ構造が、非対称の量子
井戸領域を含む統合された変調器である。さらに、対称
ＳＥＥＤおよび非対称ＳＥＥＤのようなあらゆる形態の
自己電気光学効果素子に対して、非対称な量子井戸領域
の使用を考えられることが分かる。
尚、非対称な量子井戸領域を有する半導体素子を作るた
めに、材料系ＧａＡｓ／ＩｎＧａＡｓを上述したが、Ｇ
ａＡｓ／ＡｌＧａＡｓ、ＡｌＧａＡｓ／ＩｎＧａＡｓ、
ＧａＡｓ／ＡｌＡｓ、ＩｎＧａＡｓ／ＩｎＡｌＡｓ、Ｇ
ａＡｓ／ＩｎＡｓ、ＩｎＧａＡｓ／ＩｎＧａＡｌＡｓ、
ＧａＡｓＳｂ／ＧａＡｌＡｌＳｂ、およびＩｎＧａＡｓ
Ｐ／ＩｎＰなどの他のIII−Ｖ族系の半導体から、他の
材料の組み合わせを選択することも可能である。最後
に、II−VI族、II−VI族／IV族、およびIII−Ｖ族／IV
族の半導体化合物への素子構造の拡張も考えられる。
めに、材料系ＧａＡｓ／ＩｎＧａＡｓを上述したが、Ｇ
ａＡｓ／ＡｌＧａＡｓ、ＡｌＧａＡｓ／ＩｎＧａＡｓ、
ＧａＡｓ／ＡｌＡｓ、ＩｎＧａＡｓ／ＩｎＡｌＡｓ、Ｇ
ａＡｓ／ＩｎＡｓ、ＩｎＧａＡｓ／ＩｎＧａＡｌＡｓ、
ＧａＡｓＳｂ／ＧａＡｌＡｌＳｂ、およびＩｎＧａＡｓ
Ｐ／ＩｎＰなどの他のIII−Ｖ族系の半導体から、他の
材料の組み合わせを選択することも可能である。最後
に、II−VI族、II−VI族／IV族、およびIII−Ｖ族／IV
族の半導体化合物への素子構造の拡張も考えられる。
格子の整合および不整合は、基板に関して定義されてき
たが、当業者であれば、ひずみ層の厚さを十分越える厚
さがあれば如何なる層に関しても、格子定数の整合また
は不整合をさらに一般的に定義可能であることが分か
る。
たが、当業者であれば、ひずみ層の厚さを十分越える厚
さがあれば如何なる層に関しても、格子定数の整合また
は不整合をさらに一般的に定義可能であることが分か
る。
第１図は、本発明の原理にしたがうｐｉｎ素子の断面
図、 第２図は、第１図に示した半導体素子の伝導帯の図およ
び価電子帯の図、 第３図は、本発明の原理にしたがう自己電気光学効果素
子の結合簡略図および断面図の組み合わせを示す図、 第４図は、第３図の自己電気光学効果素子に対する伝導
帯の図および価電子帯の図を示す。
図、 第２図は、第１図に示した半導体素子の伝導帯の図およ
び価電子帯の図、 第３図は、本発明の原理にしたがう自己電気光学効果素
子の結合簡略図および断面図の組み合わせを示す図、 第４図は、第３図の自己電気光学効果素子に対する伝導
帯の図および価電子帯の図を示す。
Claims (7)
- 【請求項１】光に応じて光電流を発生する手段と、 半導体量子井戸領域を有する構造と、 屈折率を前記光電流の変化に応じて変化させるために、
前記光電流に応じて前記半導体量子井戸領域の吸収係数
を電気的に制御する手段とを備え、 前記半導体量子井戸領域が、第１の層、第２の層、およ
び前記第１の層と前記第２の層との間にあってそれらの
層に接した小領域を備え、前記第１および前記第２の層
が、広い禁止帯の格子整合した半導体材料からなり、前
記小領域が、少なくとも１つの十分に狭い禁止帯の半導
体材料の層を備え、ここで、ｈおよびｌを１以上の整数
であるとした場合、前記量子井戸領域内部の電子と正孔
とを前記構造に印加された電界方向に対して反対方向に
分局させるために＜ｈｈｌ＞方向に沿った軸方向にひず
みを起こさせるために前記小領域が格子不整合である ことを特徴とする光学素子。 - 【請求項２】半導体基板上に成長させた半導体素子にお
いて、この素子が、ｎ型伝導領域、量子井戸領域、およ
びｐ型伝導領域を備え、 前記量子井戸領域が、第１の層、第２の層、および前記
第１の層と前記第２の層との間にあってそれらの層に接
した小領域を備え、前記第１および前記第２の層が、前
記基板に対してほぼ格子整合したほぼ真性半導体材料か
らなり、前記小領域が、前記第１および前記第２の層に
おける対応する禁止帯より狭い禁止帯を有する少なくと
も１つのほぼ真性半導体材料の層からなり、ここで、ｈ
およびｌを１以上の整数であるとした場合、前記構造に
印加された電界方向に対して反対方向に電界を発生させ
るために＜ｈｈｌ＞方向に沿った軸方向にひずみを起こ
させるために前記小領域が前記基板に対して格子不整合
である ことを特徴とする半導体素子。 - 【請求項３】前記ｎ型領域、前記ｐ型領域、および前記
量子井戸領域が、閃亜鉛鉱形半導体材料からなる ことを特徴とする請求項２記載の半導体素子。 - 【請求項４】前記閃亜鉛鉱形材料が、III−Ｖ族の半導
体化合物からなるグループから選択される ことを特徴とする請求項３記載の半導体素子。 - 【請求項５】半導体基板上に成長させた半導体素子にお
いて、この素子が、ｎ型伝導領域、量子井戸領域、およ
びｐ型伝導領域を備え、 前記量子井戸領域が、第１の層、第２の層、および前記
第１の層と前記第２の層との間にあってそれらの層に接
した小領域を備え、前記第１および前記第２の層が、前
記基板に対してほぼ格子整合したほぼ真性半導体材料か
らなり、前記小領域が、前記第１および前記第２の層に
おける対応する禁止帯より狭い禁止帯を有するほぼ真性
半導体材料からなる複数のひずみ層からなり、前記基板
にほぼ格子整合したほぼ真性半導体材料からなり、前記
ひずみ層における対応する禁止帯より広い禁止帯を有す
る複数の対応する無ひずみ層によって前記ひずみ層が、
互いに分離されていて、ここで、ｈおよびｌを１以上の
整数であるとした場合、前記構造に印加された電界方向
に対して反対方向に電界を発生させるために＜ｈｈｌ＞
方向に沿った軸方向にひずみを起こさせるために前記小
領域が前記基板に対して格子不整合である ことを特徴とする半導体素子。 - 【請求項６】前記ｎ型領域、前記ｐ型領域、および前記
量子井戸領域が、閃亜鉛鉱形半導体材料からなる ことを特徴とする請求項５記載の半導体素子。 - 【請求項７】前記閃亜鉛鉱形材料が、III−Ｖ族の半導
体化合物からなるグループから選択される ことを特徴とする請求項６記載の半導体素子。
Applications Claiming Priority (2)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| US07/420,968 US4952792A (en) | 1989-10-13 | 1989-10-13 | Devices employing internally strained asymmetric quantum wells |
| US420968 | 1999-10-20 |
Publications (2)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPH03139886A JPH03139886A (ja) | 1991-06-14 |
| JPH0656899B2 true JPH0656899B2 (ja) | 1994-07-27 |
Family
ID=23668625
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP2270674A Expired - Lifetime JPH0656899B2 (ja) | 1989-10-13 | 1990-10-11 | 光学素子および半導体素子 |
Country Status (3)
| Country | Link |
|---|---|
| US (1) | US4952792A (ja) |
| JP (1) | JPH0656899B2 (ja) |
| GB (1) | GB2236904B (ja) |
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|---|---|---|---|---|
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| US5090790A (en) * | 1990-06-29 | 1992-02-25 | At&T Bell Laboratories | Polarization-independent semiconductor waveguide |
| DE69104573T2 (de) * | 1990-08-03 | 1995-04-20 | Philips Nv | Optischer Verstärker. |
| FR2667207B1 (fr) * | 1990-09-21 | 1993-06-25 | Thomson Csf | Convertisseur de frequences lumineuses. |
| FR2670050B1 (fr) * | 1990-11-09 | 1997-03-14 | Thomson Csf | Detecteur optoelectronique a semiconducteurs. |
| US5132746A (en) * | 1991-01-04 | 1992-07-21 | International Business Machines Corporation | Biaxial-stress barrier shifts in pseudomorphic tunnel devices |
| US5117469A (en) * | 1991-02-01 | 1992-05-26 | Bell Communications Research, Inc. | Polarization-dependent and polarization-diversified opto-electronic devices using a strained quantum well |
| EP0506127B1 (en) * | 1991-03-28 | 1999-06-09 | Nec Corporation | Semiconductor photodetector using avalanche multiplication |
| US5210428A (en) * | 1991-11-01 | 1993-05-11 | At&T Bell Laboratories | Semiconductor device having shallow quantum well region |
| JPH06125141A (ja) * | 1992-08-25 | 1994-05-06 | Olympus Optical Co Ltd | 半導体量子井戸光学素子 |
| US5399879A (en) * | 1993-02-05 | 1995-03-21 | National Research Council Of Canada | Long wavelength IR photo-induced switching of a resonant tunnelling diode using the intersubband transition |
| JP3226070B2 (ja) * | 1993-10-04 | 2001-11-05 | キヤノン株式会社 | 半導体光素子 |
| US5412225A (en) * | 1994-02-18 | 1995-05-02 | The United States Of America As Represented By The Secretary Of The Army | Tunable heavy and light hole coupled bands in variable-strain quantum well semi-conductor heterostructure for novel opto-electronic devices |
| JP3461893B2 (ja) * | 1994-02-21 | 2003-10-27 | 富士通株式会社 | 光半導体装置 |
| EP0681200B1 (en) * | 1994-05-06 | 2001-09-05 | Commissariat A L'energie Atomique | Optically controlled light modulator device |
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| US6988058B1 (en) | 1998-12-16 | 2006-01-17 | The Regents Of The University Of California | Quantum computation with quantum dots and terahertz cavity quantum electrodynamics |
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| US7860137B2 (en) | 2004-10-01 | 2010-12-28 | Finisar Corporation | Vertical cavity surface emitting laser with undoped top mirror |
| CN101432936B (zh) | 2004-10-01 | 2011-02-02 | 菲尼萨公司 | 具有多顶侧接触的垂直腔面发射激光器 |
| JP2008153311A (ja) * | 2006-12-14 | 2008-07-03 | Sumitomo Electric Ind Ltd | 半導体受光素子、視界支援装置および生体医療装置 |
| WO2010118529A1 (en) * | 2009-04-17 | 2010-10-21 | Arise Technologies Corporation | Base structure for iii-v semiconductor devices on group iv substrates and method of fabrication thereof |
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| US11042052B2 (en) | 2018-09-18 | 2021-06-22 | Eagle Technology, Llc | Multi-channel laser system including an acousto-optic modulator (AOM) with beam polarization switching and related methods |
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| US4797716A (en) * | 1984-04-04 | 1989-01-10 | The United States Of America As Represented By The United States Department Of Energy | Field-effect transistor having a superlattice channel and high carrier velocities at high applied fields |
| US4835583A (en) * | 1985-08-30 | 1989-05-30 | Hitachi, Ltd. | Semiconductor device having strained superlattice buffer layers with In-doped GaAs substrate |
| CA1282671C (en) * | 1985-11-18 | 1991-04-09 | John Condon Bean | Device having strain induced region |
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| US4851886A (en) * | 1986-06-11 | 1989-07-25 | Texas Instruments Incorporated | Binary superlattice tunneling device and method |
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| US4904859A (en) * | 1989-01-17 | 1990-02-27 | American Telephone And Telegraph Company | Self electrooptic effect device employing asymmetric quantum wells |
-
1989
- 1989-10-13 US US07/420,968 patent/US4952792A/en not_active Expired - Lifetime
-
1990
- 1990-10-05 GB GB9021748A patent/GB2236904B/en not_active Expired - Lifetime
- 1990-10-11 JP JP2270674A patent/JPH0656899B2/ja not_active Expired - Lifetime
Also Published As
| Publication number | Publication date |
|---|---|
| US4952792A (en) | 1990-08-28 |
| GB9021748D0 (en) | 1990-11-21 |
| GB2236904A (en) | 1991-04-17 |
| JPH03139886A (ja) | 1991-06-14 |
| GB2236904B (en) | 1993-09-22 |
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