JP3228509B2

JP3228509B2 - 電界誘導量子井戸導波路

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Publication number: JP3228509B2
Application number: JP50757391A
Authority: JP
Inventors: ウィクマン，ランディ・ウィリアム; モレッティ，アンソニー・レイク
Original assignee: アモコ・コーポレイション
Priority date: 1990-02-23
Filing date: 1991-02-15
Publication date: 2001-11-12
Anticipated expiration: 2016-11-12
Also published as: US5048907A; JPH04505674A; EP0470249A4; WO1991013375A1; EP0470249A1; DE69120479D1; DE69120479T2; EP0470249B1

Description

【発明の詳細な説明】技術分野本発明は、一般的には光電子デバイスに関し、より詳
しくは量子井戸構造を組み込んだ光電子デバイスに関す
るものである。

背景技術光電子技術を利用した新しいデバイスを開発するため
に近年において大きな努力が払われている理由は、光電
子工学が従来の電子工学では真似の出来ないような特徴
を備えている点である。例えば光ファイバーケーブルの
広範囲に亙る使用によって代表されるように、光電子工
学は長距離通信分野において既に揺るぎない地位を確立
している。またより最近になって、情報処理分野におい
て光電子工学の優位性を引き出そうとする努力がなされ
ている。

現時点においては、電子工学が情報処理分野を圧倒的
に支配している。電子工学の長所は速度と制御と精度と
を低コストで組み合せる点にあるが、その短所は、一方
では一つの電子回路上で搬送可能な帯域幅（情報量）の
点であり、他方では電磁誘導による干渉を受け易い点で
ある。多数の並列電子回路を設置することにより、帯域
幅を効果的に増大させることは可能ではあるが、この種
の試みを行う際に留意すべき点は、上記の多数の並列電
子回路中の各単一回路は他の回路群から隔離する必要が
あり、これはサイズとコストとの増加を惹起する。つま
り電子工学では、プロセッサ・システム内部での情報処
理速度と、各プロセッサ間又はプロセッサから外部ユー
ザーへの情報伝達速度との間に不均衡がある。つまり、
電子工学には固有な情報伝達上の隘路が存在する。これ
に対して、光電子工学は、上記の電子工学固有の隘路を
克服すると共に情報処理システムの作業能力を大幅に拡
大する可能性を提供する。

上記の電子システムに固有な隘路を克服する試みにお
いて、電子信号を使用して光信号を変調する技術が幾つ
か例証された。これらの技術の内には、光ファイバーを
物理的に動かすか又は光ビームに向けたレンズ又は鏡を
物理的に動かす機械装置がある。しかし、これらの装置
は製造が困難であり、そのような製造コストの高い装置
の使用は、本質的にはその使用が正当化されるような特
殊目的への応用に限定される。また別の手法によれば、
ある物質で導波路を形成するが、その物質はその光学的
性質が制御可能であって、その物質中を伝播する光を変
調できることが必要である。多くの物質は、電界を印加
するとその光学的性質（特に屈折率）が変化するが、こ
の効果は一般に“線形”電気光学的効果と呼ばれてい
る。ある種の物質の電気光学的効果を“線形”と同定
し、他物質の他の電気光学的効果とは今後区別すること
にする。この他物質の他の電気光学的効果は、後述する
ように種々の根源的な物理現象に由来するものである。
強誘電体は、強い線形電気光学的効果と可視・近赤外両
スペクトル領域で良好な透過性とを示す物質群の一例で
ある。強誘電体の特徴はその高い誘電分極性であり、こ
の高い誘電分極性が強誘電体の著大な線形電気光学的効
果に通ずる訳である。数学的に表現すると、強誘電体の
ような物質における電気光学的効果の主要素をなす項
は、印加された電界の強度について線形であり、これが
“線形”電気光学的効果なる名称の由来である。種々の
手法を使って、上記の強誘電体の著大な線形電気光学的
効果は、電気信号を光の上に変調することができる導波
路デバイスを構築するために使用された。これらの例に
は、位相変調器、指向性カップラースイッチ及びMach−
Zender干渉計が含まれる。

電圧誘電光導波路変調器は、上記の線形電気光学的効
果を従来と比べて異例の形で使用したものである。この
ようなデバイスは最初にデー・ジェイ・チャニン（D.J.
Channin）によって提唱され立証された（電圧誘電光導
波路（“Voltage−Induced Optical Waveguide"）、応
用物理レターズ（Applied Physics Letters）、第19
巻、第５号、128〜130頁、1971年）。しかしながら、製
造上の困難のため、この技法を使用した実用デバイスは
製造されなかった。このデバイスにおいては、ニオブ酸
リチウム（LiNbO₃）のような強誘電体で作られた電気光
学的基板上に設けられた小さな空隙によって分離された
一双の共角電極に対して電圧が付加される。その結果と
して生ずる電界は上記基板の屈折率の変化を誘起する
が、上記基板が光導波路を形成し、この導波路が上記電
極間空隙領域における伝播モードを許容する訳である。

第３族及び第５族元素の組み合せ並びに第２族及び第
６族元素の組み合せによって作られた半導体化合物もま
た電界の存在に応答してその光学的性質を変化させる。
例えば、ガリウム砒素（GaAs）、アルミニウム−ガリウ
ム−砒化物（Al_xGa_1-xAs）及び四元系化合物のアルミニ
ウム−ガリウム−インジウム−砒化物（Al_xGa_1-x）_yIn
_1-yAs）は線形電気光学的効果を示すが、その効果は
（例えばニオブ酸リチウムのような）強誘電体に比較す
ると格段に小さい。しかしながら、強誘電体とは異なっ
て、GaAsやAl_xGa_1-xAsの塊に電界を印加すると二種の付
加的機構により屈折率の変化が起こる。この内の第１の
機構は、半導体物質内における自由キャリヤ吸収の効果
に由来する。即ち、半導体物質内において自由キャリヤ
が増加すると、屈折率の減少が起こる。半導体物質が電
界にさらされると、自由キャリヤ密度に変化が起こり、
それによって屈折率に変化が起こる訳である。第２の機
構は、電気屈折として知られて居り、半導体物質の基準
エネルギー帯間隔より僅かに低い光子エネルギーを持っ
た光に起こる。即ち、半導体物質に電界を印加すると、
上記エネルギー帯間隔の光学的吸収特性に変化が起こ
り、それによって屈折率に変化が起こる。

上記線形電気光学的効果を使用したデバイスは商業的
にはこれまで非常に制限された成功を収めるに留まって
居た。この不成功の理由の一つには、必要な屈折率の変
化を誘導するためには比較的大きな電界と、これに相応
して大きな電圧を必要としたからである。しかしなが
ら、例えばLiNbO₃のような、ある種の電気光学的物質
は、大きな線形電気光学的効果を示しはするが、これら
の物質は典型的な受動的物質である。即ち、これらの物
質から発光及び／又は光検出デバイスを製造することは
不可能であり、モノリシック光集積回路を提供する能力
に限界がある。更にまた、これらの電気光学的物質内の
光の伝播と分極とは、これらの物質の結晶格子方向と光
伝播の方向との相対関係に依存する訳であって、このこ
とがデバイス製造工程の設計に重い制約因子を加えるこ
ととなる。特に、線形電気光学的効果は非等方性であ
り、結晶と印加電界と光分極／伝播との間に特定の相対
的配置方向関係が在る場合のみに導波路としての使用に
必要な屈折率の変化が観測されることになる。かくし
て、電気光学的導波路の設計に当っては、結晶基板と導
波される波の分極との相対的配置方向関係に関して慎重
に考慮を払わなければならない。このような設計上の制
約因子は、電気光学的完全集積回路の商業的実用製造技
術を達成する上での主要な障害となっていた。

発明の開示本発明の主要な目的は、結晶性物質から成る横方向閉
込め型光導波路において、上記物質の結晶配向方向を配
慮することなく製造することができると共に光ビームの
変調伝播が可能である上記導波路を提供することであ
る。

本発明の他の目的はまた、多構成要素光集積回路、特
にモノリシックなデバイスの設計に適当な、横方向閉込
め型光導波路に由来するデバイスを提供することであ
る。また、これらに関連した本発明の目的は、上記の本
発明の目的に沿う導波路において、発光能力を有する能
動的物質から成るモノリシック構造中に容易に組み込む
ことのできる導波路を提供することである。

本発明の更に一つの目的は、比較的容易な製造工程に
おいて製造可能であると共に上記の本発明の諸目的に沿
う、横方向閉込め型光導波路の製造技術を提供すること
である。

本発明のもう一つの目的は、低損失特性を持った横方
向閉込め型光導波路を提供することである。

本発明の尚一つの目的は、標準的フォトリソグラフィ
技術を使用して容易に製造可能な横方向閉込め型光導波
路に由来するデバイスを提供することである。

本発明のその他の目的と優位性とは、次に述べる詳細
な説明において図に関連して触れる際に明らかに成る筈
である。上記の諸目的を達成するために、量子井戸構造
から成るコア部分を有するスラブ導波路を使用する訳で
あるが、上記コア部分内に導入される光ビームの横方向
閉込めには量子閉込めシュタルク効果（QCSE:quantum−
confined Stark Effect）を利用する。QCSEは良く知
られた効果であって、量子井戸内においてエキシトン共
鳴がフォトンエネルギーの低い側にシフトすることに関
する。エキシトンは電子・正孔対の結合状態であって、
投射された光子エネルギーに応答して生成される。室温
においては、エキシトンは短命であって、その共鳴は塊
状物質内の光学的性質に関しては小さな役割を果たすの
みである。しかしながら、量子井戸構造においては、エ
キシトン共鳴は室温で明らかに確認可能であると共に強
い非線形吸収性質を持った量子井戸構造を提供する。

QCSEに従って、上記スラブ導波路内の量子井戸コア平
面に対して垂直に電界を印加すると、エキシトンにより
作られた上記非線形吸収性質が赤方偏移する。かくして
QCSEにより引き起こされた吸収性質のシフトが起こる
と、必然的にまた上記量子井戸の屈折率のシフトが起こ
る。QCSEと線形電子光学的効果との基礎となる現象上に
おいて上記の差異が存在する故に、印加電界と屈折率変
化との間の数学的関係においてQCSEに関する二次及び更
に高次の項が支配的である。このことは、一次項が支配
的である線形電気光学的効果に対して対照的である。

上記QCSE効果を利用して実用的デバイスを実現するた
めに有力な障害となるQCSE特性は、QCSEに由来する最大
の吸収の変化が、屈折率の最大の変化をもたらすのとほ
ぼ同じ光子エネルギーで起こることである。しかしなが
ら、量子井戸コア内に導入する光ビームについて適切な
光子エネルギーを選択することにより、屈折率の大幅な
増大が得られ、しかも同時に起こる吸収の変化はそれ程
大きくはない。

量子井戸コアを有するスラブ導波路内を伝播する光ビ
ームを横方向で閉込めるために、上記導波路の或る選択
された区域に電界を印加するが、この電界はほぼ導入光
ビームの道筋に亙って上記コア平面に対して一般的には
垂直に印加される。上記印加電界を制御することによ
り、スラブ内における横方向の光の分散を制御すること
ができ、同時に低損失透過を保持することができる（但
し、正しい光子エネルギーが選択されたと仮定して）。
光ビームの横方向閉込めの制御を基礎として、光電子光
学的デバイスを製造することができる。例えば、上記導
波路は二つの光ファイバーケーブルの間に設置して、こ
れらケーブルにより搬送された光信号を変調することが
できる。

線形電子光学的効果とQCSEとの間に大きな特徴上の差
異が存在する理由は、基礎となる現象上において両者間
に差異が存在するからである。これらの差異の中の幾つ
かは、塊状結晶物質で形成された導波路よりも量子井戸
コア導波路がデバイス製造に有利である理由となってい
る。例えば、上記線形電気光学的効果とは異なって、QC
SE量子井戸コア内の屈折率は結晶配向方向に無関係であ
る。つまり、上記スラブ導波路のQCSE量子井戸コアが平
行座標系のｘ−ｙ平面に在るとすれば、上記コアのｘ−
ｙ平面に対する結晶配向方向に無関係にQCSEは上記コア
内に導入された光ビームを横方向閉込めするように作用
する。ｚ軸方向については、光ビームは通常の手法によ
りトップ及びボトムの量クラッディングによって閉込め
られている。

図面の簡単な説明図１はスラブ導波路の斜視図であり、この導波路には
本発明に従って横方向閉込め型導波路を配置することが
できる。

図２は、図１のスラブ導波路の末端部を示す図であっ
て、量子井戸コアを配置してあるが、光ビームの横方向
閉込め方法は先行技術に依っている。

図３は典型的な量子井戸型スラブ導波路の吸収度
（α）スペクトルを波長の関数として示した標準的な図
であって、この図において実線部は印加電界が無いとき
のスペクトルを示し、破線部はこのスペクトルがQCSEに
従って印加電界の存在に応答して赤方偏移した様子を示
す。

図４は、図１のスラブ導波路の末端部を示す図であっ
て、量子井戸コアを配置してあるが、光ビームの横方向
閉込め方法は本発明に依っている。

図5aは、図４の導波路内の量子井戸コアの屈折率変化
（Δｎ）を理想化して示したスペクトルであって、印加
電界が無いときの屈折率と、一定の大きさの電界を印加
したときの屈折率との差を示している。

図5bは、図４の導波路内の量子井戸コアの、印加電界
が無いときの理想化された吸収度（α）スペクトルを示
す。

図5cは、図４の導波路内の量子井戸コアの吸収度変化
（Δα）の理想化されたスペクトルであって、印加電界
が無いときの吸収度と、図５と同じく一定の大きさの電
界を印加したときの吸収度との差を示している。

図6aは、図４の導波路の末端部の拡大図であって、本
発明に従って電界を印加したときの光ビームの横方向閉
込めを図示しているが、上記光ビームの方向は図面用紙
の平面外に在ってこの平面に対してほぼ垂直である。

図6bは、図6aに示した導波路の同じく末端部の拡大図
であるが、相違点はここでは、印加電界が除去されてい
ること及び上記光ビームが閉込められずに上記導波路コ
ア平面に沿って横方向に伝播することである。

図７は、図４の導波路の平面図であって、この導波路
は入力側及び出力側の光ファイバーに接続されて居り、
かくして光ビーム変調用の光電子デバイスを形成する。

図８は、モノリシック半導体デバイスの平面図であっ
て、このデバイスは光学的に整列した横方向閉込め型導
波路複数個を含み、本発明に従って、上記導波路の少な
くとも１個は他の導波路と協同作業を為すように光集積
回路を形成する。

図９は、モノリシック半導体デバイスの平面図であっ
て、このデバイスは横方向閉込め型導波路の複数個を含
み、本発明に従って完全に集積回路化された二方向性ス
イッチを形成する。

図10は、モノリシック半導体デバイスの平面図であっ
て、このデバイスは本発明の原理を使用する可変焦点レ
ンズを含む。

本発明は好ましい具体例について詳述されることにな
るが、本発明の趣旨はそれらの具体例に限定される訳で
はない。本発明はむしろ、添付された請求の範囲によっ
て定義された本発明の精神と範囲とに触れる凡ての代替
品と改良品と等価物とを含むことを意図している。

発明を実施するための最良の形態図１において典型的なpinダイオード導波路11が図示
されて居り、光ビームが伝播するコア領域13は第一及び
第二のクラッディング領域15、17の間に挟まれている。
本発明の説明を容易にするために、上記クラッディング
及びコア領域は平行座標系のｘ、ｙ及びｚ軸に関連付け
て説明する。上記導波路11の各領域は基板20上に従来法
を用いてエピタキシャル成長によって形成される。この
成長はｚ軸に沿って進行し、一般的にはｘ−ｙ軸方向に
沿って幅及び長さを持つ各層を形成する。このような手
法で製造された導波路は一般に“スラブ”導波路と呼ば
れている。

この技術分野では周知のように、上記クラッディング
領域15、17は両者共全く同一材料で形成しても良いし、
或はまた相異なる材料を各々の上にエピタキシャル成長
させて形成しても良い。例えば半導体スラブ導波路で
は、各クラッディング領域はAl_xGa_1-xAsの単一層であっ
ても、GaAsとAl_xGa_1-xAsとの交互の層であっても良い。
上記半導体スラブ導波路11のコア領域13はAl_yGa_1-yAsか
ら成るのが典型的であり、ここでｘはｙよりも大きく、
従って実効的屈折率（ｎ）は上記コア領域の方が大き
い。屈折率（ｎ）はアルミニウム濃度の関数であって、
アルミニウム濃度が大きい程、屈折率は小さくなる。

本発明の理解を容易にするために、図２、４の導波路
は図１と同様の箱状形状と配置と元素成分とを持つと仮
定する。図２、４の導波路の末端部は図１の導波路の図
示に関連付けて説明することにより、これら導波路の各
々の構造についても又導入された光ビーム26との相互作
用についてもより良く把握が可能になる。

図１の導波路11は、クラッディング領域17の上部のリ
ブ19を利用することにより上記導波路の選ばれた区域に
沿って光ビームを導くためのチャネル導波路として作動
することができる。上記リブ19を形成するために、上記
のトップ・クラッディング領域17の上に材料層をエピタ
キシャル成長させるのが標準的である。この材料層は、
周知の手法により（図示されていない）層面にフォトレ
ジストが塗布された後に、上記リブの形状を決定する
（図示されていない）コンタクト・プリンティング・マ
スクを通して紫外線又はｘ線に曝される。フォトレジス
トは、湿式化学的エッチング又はイオン・ビーム・スパ
ッタリング・エッチングにとってのマスクとして機能す
る表面パターンを形成するために使用する。

図２において、図１のスラブ導波路に関連して述べた
と同様の手法に従って、ｎ−ドープドGaAs基板上に従来
のエピタキシャル成長技術によって二つのクラッディン
グ領域23、25及びこの両者間に挟まれたコア領域27を先
ず形成することにより、従来型チャネル導波路21を作成
した。リブ31を形成するために、トップ・クラッディン
グ領域25上に先ずｎ−ドープドGaAs材料層をエピタキシ
ャル成長させ、次いで図１のリブ19に関して述べたと同
様の手法に従ってエッチングを行った。

上記コア領域27のアルミニウム成分濃度は上記クラッ
ディング領域23、25のアルミニウム成分濃度より低いの
で、上記コア領域は上記クラッディング領域よりも大き
な屈折率（ｎ）を持つ。こうして上記導波路21は上記成
長方向（ｚ軸）においては光ビーム26（図１）を閉込め
る。しかしながら、横方向において上記光ビームを閉込
めるためには、光ビームのチャネル伝播がｘ軸に沿って
進むとすると、上記導波路21の構造は横方向（ｙ軸）に
おいて修正する必要がある。通常にはこの修正は、図２
に示唆しているように上記トップ・クラッディング領域
25から区域20を除去し且つ、このクラッディング領域25
を部分的に食い込んでエッチングしてリブ31の輪郭を定
めることにより行われる。上記クラッディング領域25を
食い込んで横方向エッチングをすることにより、図２上
のＡ点及びＢ点で示唆しているように、上記光ビーム26
のエバネッセント電界30は、上記リブ31の近傍のエッチ
ングを受けた区域において上記導波路21の周辺部で貫透
する。通常はこの導波路周辺部には物質（例えば空気）
が存在し、この物質の屈折率は上記リブ31及びその直下
のコア領域27から成る物質の有効又は平均屈折率よりも
小さい。上記光ビーム26のエバネッセント電界30は、上
記リブ31及びその直下のコア領域27の高い屈折率を好む
ので、上記光ビームは上記コアのこの部分に集中する傾
向を生じ、よって上記光ビームは効果的に横方向（ｙ
軸）において閉込められ“チャネル”導波路を形成す
る。“チャネル”導波路は横方法閉込め型導波路のこと
である。

図２に示した型式の横方向閉込め型導波路の重大な難
点は、製造工程上の困難があることである。上述の方法
を使用してチャネル導波路を製造するには、上記リブ31
の厚みと幅とを正確に制御しなければならない。これに
関連して、導波路デバイスは多くの場合単一モードで作
動する。或る導波路が単一モードで作動するか又は多モ
ードで作動するかは、リブの幅と厚さとに微妙に影響さ
れる。上記厚さを制御するためには、エッチング速度を
慎重に検定する必要があり、またこのエッチング速度は
Al_xGa_1-xAsクラッディング領域25内のアルミニウム濃度
ｘの関数である。GaAs/Al_xGa_1-xAs材料内にリブを形成
する最も容易な方法は湿式化学的エッチング技術であ
る。このようなエッチング技術では傾斜した側壁が形成
されるが、上記リブの幅はエッチング深さの関数であ
り、上記導波路チャネルの幅を正確に制御するのは至難
である。傾斜した側壁の形成を防止するために、クラッ
ディング内エッチングを行うリアクティブ・イオンビー
ム・エッチング法が一般的に使用される。しかしなが
ら、このリアクティブ・イオンビーム・エッチング法は
湿式化学的エッチング法よりも格段に複雑である。ま
た、エバネッセント電界30と上記リブ31の粗雑な側壁と
の間の相互作用により光散乱が起こり、損失が増加す
る。

材料をエピタキシャルに成長させる技術の近年におけ
る発達により半導体層のエピタキシャル成長において材
料成分の制御が高度に精密化され、今や成長方向（ｚ
軸）において一原子層程度の薄い層を作成することが可
能になった。約500オングストローム（Å）以下の厚み
を持ったこれら超薄層から成る構造は一般に量子井戸構
造として知られている。この構造の最も単純なものは単
一量子井戸であって、他の二層間にサンドイッチ状に挟
まれた一超薄層から成る。

量子井戸構造の物理の議論から暫時横道にそれること
になるが、量子井戸構造の観測される空間上の大きさは
極端に小さく、そこで観測される量子サイズ効果は塊状
の同一物質においては観測されない。また上記超薄層が
量子井戸と呼ばれるのは、障壁層と呼ばれる周囲層のエ
ネルギー帯ギャップよりも低いエネルギー帯ギャップを
持つ半導体から上記超薄層が成る場合である。例えば、
上記量子井戸はAl_xGa_1-xAs障壁層で囲まれたGaAsで構成
することができる。量子井戸構造はその各層間において
異なるエネルギー帯ギャップを持つので、エネルギー帯
は結晶成長方向（図２のｚ軸）に沿って不連続性を示
す。特に上記結晶成長方向におけるキャリヤ運動の量子
化は量子井戸内において、離散的エネルギー準位を持っ
た一群の束縛状態を生ずる。多重性量子井戸構造は二個
又はそれ以上の単一量子井戸構造を互いに隣接して結晶
成長させて形成する。量子井戸間の障壁が充分に薄くて
量子井戸内のキャリヤが上記障壁間を貫くトンネリング
によって相互作用を及ぼす場合には、上記多重性量子井
戸構造は一般には超格子と呼ばれる。多数のより複雑な
量子井戸構造もまた製造することができる。それらの若
干例は、非対称結合型量子井戸、放物線型量子井戸及び
グレーデッドインデックス形量子井戸である。これらの
量子井戸構造を図２の導波路21のコア内に組み入れるこ
とは周知であり、このコア27を構成している各層32、3
3、34、35及び36で示されている。

量子井戸構造において電子と正孔との移動は、通常の
場合のような三次元の自由度を持たない。電子と正孔と
の移動は、結晶成長方向（ｚ軸）では一次元的挙動を示
し、各層の平面方向（ｘ−ｙ平面）では二次元的挙動を
示す。この方向次元の制約性により、量子井戸材料の電
気的及び光学的性質は、塊状結晶状態の材料で観測され
る同じ性質に比べて大きく相違する。例えば量子井戸構
造においては、エキシトン共鳴は室温においてさえ非常
に強い。エキシトン共鳴を誘引する光子エネルギーにお
いて、量子井戸構造は図３の実線の吸収スペクトルで一
般に示されるような強い吸収を示す。図３で波長（λ）
の関数として示された吸収度（α）の標準的スペクトル
において、特に波長（λ_１）を中心とした鋭い吸収度ピ
ークが特徴的である。エキシトン共鳴に由来する吸収度
ピークは塊状物質においてもまた観測はされるが、室温
における量子井戸構造において特に顕著に見られる理由
は上記超薄層により賦与された量子効果による。

量子井戸構造内のエキシトンは静電的摂動に敏感なこ
とが知られている。100オングストローム（Å）当り10
ミリボルト又は10⁴V/cm程度の穏やかな電界によってか
なりの摂動が引き起こされる。例えば、結晶成長方向に
沿って電界が印加されたときに、量子井戸構造において
は図３に破線で示したような吸収度スペクトルの赤方変
移が起こる。図３に図示された現象は量子閉込めシュタ
ルク効果（QCSE）と呼ばれる。

ここで再び図２のチャネル導波路に言及すると、図１
の破線37a、37bで示されるように、リブ31の直下に位置
するコア27の区域で境界限定されたチャネル導波路に沿
って光ビーム26が伝播する。前述のように、上記コア領
域27は層群32〜36から成るが、この内に二つの超薄層33
及び35が在り、二つの量子井戸の境界を限定する。図２
において、上記コア領域の第一層32はAl_yGa_1-yAsから成
る。第二層33は約100Åの厚みを持つGaAs層（量子井
戸）である。第三層34は100Åの厚みを持つAl_yGa_1-yAs
層である。第四層35は100Åの厚みを持つ、もう一つのG
aAs量子井戸である。最後の層36はAl_yGa_1-yAsから成
る。ここで、アルミニウム濃度（ｙ）は両クラッディン
グ領域23、25内の有効アルミニウム濃度（ｘ）よりも低
い。より一般的には、上記コア27はｚ＜ｙであるAl_zGa
_1-zAsとAl_yGa_1-yAsとの交互の層で形成される。

導波路分野では過去において、数々の既知の物理現象
を利用した変調器やスイッチの研究開発のために、相異
なる材料システムを使って多種多様のデバイスを構成す
る試みが行われた。第３族及び第５族元素から選ばれ
た、GaAsやAl_xGa_1-xAsのような半導体材料システムにお
いては、下記の三種の基礎的現象が電界印加による屈折
率変化に基づくデバイスを構成するために利用された。
即ち、線形電気光学的効果、電気屈折及び自由キャリヤ
による屈折率変化である。この点に関して図２のリブ31
は、光ビーム26の横方向閉込めを行う機能に加えて、更
にリブ自身と基板との間に逆バイアス電圧を加えるため
の、pinダイオード導波路にとっての電気的接点として
機能することができる。上記バイアス電圧は上記リブ全
体に分布し、結晶成長方向（ｚ軸）に沿って上記コアを
通して電界を印加する。この電界強度を制御することに
より、上記QCSEに従ってコア27による光ビーム26の吸収
度を変化させることができる。図３の鋭い吸収度ピーク
を利用すれば、上記QCSEに従って図２の量子井戸導波路
を電界の変化に非常に敏感な変調デバイスとして機能さ
せることができる。上記コア領域27に量子井戸構造が存
在しなければ、上記QCSEは生ぜず、印加電界によって上
記コアの屈折率が変化する感度は著しく低くなる。

本発明で重要な点の一つには、量子井戸コア導波路の
クラッディング領域の結晶成長方向（ｚ軸）の寸法は、
上記コアを通って伝播する光ビームの一次方向に関して
この光ビームを横方向に広げさせるのに充分であること
である。図２の導波路とは異なって、本発明の導波路の
特徴は、コア領域がｘ−ｙ平面に沿って存在するが、こ
のｘ−ｙ平面の全方向について等しく光ビーム26が伝播
するのを許容する光学的性質を持つ点にある。しかし、
結晶成長方向（ｚ軸）に沿って導波路の選択された区域
に電界を印加すると上記QCSEに従って屈折率（ｎ）が増
加し、その際に横方向閉込め型チャネル導波路の範囲が
限定される。量子井戸コアの屈折率の電界印加に応答し
た変化は周知の現象であるが、本発明出願人の知る限り
において、過去において上記の屈折率変化は、例えば図
２に示したクラッディングの横方向エッチングのよう
に、導波路の横方向構造への物理的変化の導入によって
光ビーム26を横方向閉込めする導波路へ応用することに
限られていた。

本発明において、電界印加方法は好ましくは、スラブ
導波路上にエピタキシャル成長した後に使用目的に適す
る構造（例えば、リブ）を形成するようにエッチングを
行って作成した接点を利用する。しかし、図２の導波路
のリブとは異なって、本発明の導波路の接点はトップ・
クラッディング領域のエッチングを必要としない。光ビ
ームによる電界が上記接点を認識する程に充分に深くク
ラッディング内に貫通することは殆ど無い程度に上記ト
ップ・クラッディングは厚くしてあるので、光の横方向
閉込めは上記接点の存在によって殆ど起らない。しか
し、導波路に沿ってｐ−ドープド接点とｎ−ドープド基
板とを介して逆バイアス電圧を印加すると、その結果生
ずる電界は量子井戸内にQCSEシフトを誘導する。この効
果は強力であって、上記接点下のコア領域において屈折
率が大幅に増大し、従って光の横方向閉込めを行うこと
ができる。

図４は本発明の導波路の末端部を図示している。図４
の導波路は一般的に図１の標準的導波路の側視図で示す
と同様に配置されている。導波路39のリブ41はｘ軸方向
に並び、このリブは電界印加用接点として機能する。こ
の導波路の各層の結晶成長方向はｚ軸であり、従ってこ
の各層はｘ−ｙ平面に沿って整列している。図１の標準
的導波路11や図２のチャネル導波路21と同様に、第一、
第二クラッディング43、45及びコア領域47はｎ−ドープ
ドGaAs基板49上でエピタキシャル結晶成長させて作る。
しかし図２とは異なって、第二つまりトップ・クラッデ
ィング領域45の特徴は結晶成長方向の厚みがＬであっ
て、Ｌは光ビーム26のエバネッセント電界51（閉込めら
れた状態）及び53（閉込められて居ない状態）の作用が
リブ41にはあまり影響しない程度の厚みに作られてい
る。

上記光ビーム26のエバネッセント電界には図４に示し
たような明確に境界限定された周界が存在しないこと
は、光電子工学分野の知識を有する者には周知の事項で
ある。それどころか、上記エバネッセント電界は次第に
減少しながら消滅する。従って、上記リブ41はある程度
は（例えば数ミリメートルの）長い距離に亙って光の横
方向閉込めができる訳であり、この横方向閉込めの程度
を調節すれば、単一のモノリシックなスラブ導波路上に
一個以上の導波路チャネルが設けられた場合において、
閉込められて居ない状態の複数の光ビームを有利に相互
分離することができる。別法として、又はリブ41による
光ビームの限定的閉込めと組み合せて、同一モノリシッ
ク基板上の各構造物を光学的に相互分離する目的のため
にトップ・クラッディング領域45に対して僅少のエッチ
ングを行うことが考えられる。印加電界が存在しないと
きには、この僅少エッチングにより、以前には横方向で
閉込められて居なかったエバネッセント電界53が、横方
向で閉込められたエバネッセント電界51又はリブ41より
もかなり大きな横方向範囲で少し閉込められるようにな
る。このことにより、或るデバイスからの光が隣接する
デバイスと干渉することを防止することができる。

本発明のチャネル導波路の製造は図２のチャネル導波
路の製造よりもよほど簡単である。リブ41を形成するた
めの接触層67のエッチングは、Al_xGa_1-xAsクラッディン
グには作用しないがGaAsに優先的にエッチングを行うエ
ッチング剤を使用して容易に制御できる。また、本発明
のチャネル導波路は図２の導波路よりも損失が少ない。
その理由は、前者において上記エバネッセント電界の重
要部分はリブ41の粗雑な側壁とは相互影響作用を持た
ず、よって散乱も少ないからである。

適切な波長の光ビームを図４の導波路39内にｘ軸に沿
ってリブ41（即ち、チャネル）直下のコア47区域に導入
すると、光ビーム26はｘ軸（図４の平面に垂直であって
この平面外に在る）に沿って伝播する。この光が伝播す
るにつれて、この導波路を出て行く、閉込められていな
い光ビーム53が図４で破線により図示されているよう
に、導波路39は光を横方向に（ｙ軸に沿って）自由に広
げるような構造になっている。スイッチ57を閉じると、
電源装置57から電圧（Ｖ）がｐ−ドープド・リブ41とｎ
−ドープドGaAs基板49との間に印加される。上記の電圧
（Ｖ）は、上記リブ（即ち、上記チャネル）直下のコア
47の選ばれた区域を通して結晶成長方向（ｚ軸）に電界
を印加する。この電界が上記リブの下に在る量子井戸内
においてQCSEシフトを惹起し、屈折率を増加させ、よっ
て光ビーム26のｙ軸に沿った伝播を閉込め、つまり上記
光ビームの“横方向”閉込めを行う。

本発明出願人は図４の実施例に示すような、コア内に
二個の量子井戸を備えた導波路を製造し試験した。図４
において、先ず最初にｎ−ドープドGaAs基板49上に厚み
0.25ミクロン（μ）のｎ−ドープドGaAsバッファ（図示
されていない）をエピタキシャル成長させる。これに引
き続いて、厚み１μのドープされていないAl_0.4Ga_0.6As
層から成る第二クラッディング領域43を形成する。次い
で厚み0.5μのコア領域47を成長させる。このコア領域4
7は、厚み0.235μのAl_0.3Ga_0.7As層61、厚み100ÅのGaA
s層62（量子井戸）、厚み100ÅのAl_0.3Ga_0.7As層63、厚
み100Åのもう一つのGaAs層64（量子井戸）及び厚み0.2
35μのAl_0.3Ga_0.7As層65から成る。厚み１μのAl_0.4Ga
_0.6As層から成るクラッディング領域45が上記に続き、
この上に更に厚み0.1μのｐ−ドープド（ｐ＝８×10¹⁸c
m^-3）GaAs層67がかぶせられる。従来法のエッチング技
術を使用して接触層67をエッチングし、リブ41を形成す
る。GaAs層をエピタキシャル成長によって追加形成する
代りに、別法として標準的フォトリソグラフィ技術を使
って金属被覆層から上記リブ41を製造することもでき
る。現在ではエピタキシャル成長層から上記リブを製造
する方法がよほど容易なので、金属被覆層からのリブ製
造方法よりも好まれている。

図5a〜5cの理想化されたスペクトル図（波長0.81〜0.
89μ）は、本発明出願人によって製造及び試験されたコ
アの構造及び寸法と実質的に同じ構造及び寸法を持つス
ラブ導波路内の量子井戸コアの吸収度及び屈折率を示
す。上記の理想化スペクトルは、特にTM分極又はTE分極
を持つ入射光線と9.3×10⁴V/cmの電界とを以て行われた
試験報告データに由来する。このデータはザッカー他
（Zucker et al.）の論文:GaAs/AlGaAs量子井戸導波路
内の電気光学的位相変調（“Electro−optic Phase Mod
ulation In GaAs/AlGaAs Quantum Well Waveguide
s"）、応用物理レターズ（Applied Physics Letter
s）、第52巻、第12号、1988年３月21日、945〜47頁に報
告されている。

図5a〜5cのスペクトルが示す量子井戸コア導波路の光
学的性質を解析した後、本発明出願人は本発明の導波路
に導入すべき光ビームの波長として0.87μを選んだ。

図5aは、印加電界がないときと電界（9.3×10⁴V/cm）
印加時との間の量子井戸の屈折率の差Δｎを表示してい
る。この差Δｎが容易に見えるように図5aの縦座標軸の
尺度を10⁴倍して表示した。波長0.87μにおいて、Δｎ
値は約0.5×10^-4である。図5bは、波長0.87μにおける
吸収度（α）の値が印加電界がないときには低いことを
示す。図5cはこの波長では、印加電界がないときと電界
（9.3×104V/cm）印加時との間には吸収度変化（Δα）
が実質的に皆無なことを示す。多くのデバイス応用にと
って吸収度ができるだけ低い方が望ましい。本発明出願
人は波長0.87μを選択することにより、吸収度を最小に
保つと共に横方向閉込めを確実にするに足る屈折率変化
が到達できることを見いだした。図5a〜5cのスペクトル
が示すように、印加電界がないときと電界印加時とを比
較すると、吸収度（α）及び吸収度変化（Δα）の一方
又は両方が大きいときに最大の屈折率変化（Δｎ）が観
測される。故に低損失特性が重要視される場合にはΔｎ
が最大値になる波長を使用することは得策ではない。

本発明出願人の構築した導波路の光束利用係数（fill
ing factor;定義後述）Γは、前記ザッカー他のデータ
を収集に使用したデバイスのΓより格段に大きい。この
光束利用係数は、導波路コアの他部分と比べた、量子井
戸を通って流れる光学的出力の割合を云う。本発明出願
人の導波路の光束利用係数は前記ザッカー他の試験した
導波路よりも大きいので、両者の導波路の量子井戸の寸
法も印加電界の大きさもほぼ同じであるにも拘らず、コ
ア全体について平均した屈折率変化（Δｎ）は本発明の
方が大きい。本発明のコアの量子井戸の寸法はザッカー
他のそれとほぼ等しいので、ザッカー他により測定され
た量子井戸当りの屈折率変化（Δn_QW）は本発明コアに
も適用できる。波長0.87μにおいてザッカー他のデータ
はΔn_QWがほぼ８×10^-3に等しいことを示す。本発明の
導波路において、光束利用係数Γはほぼ200Å/5000Å、
つまり４×10^-2程度と概算される。よって波長0.87μに
おける屈折率変化（Δｎ）を計算すれば、 Δｎ＝Δn_QW・Γ＝3.2×10^-4 となる。

波長0.87μでの上記屈折率変化（Δｎ）計算値は、図
6aの理想化した閉込め光ビーム51で示すような強い横方
向閉込めを実現するに充分な値である。この図は、本発
明出願人が本発明の導波路で観測した上記閉込め効果を
図解したものである。図6bの理想化した閉込められてい
ない光ビーム53で示すように、無印加電界下では光がｙ
軸方向に広がっている。塊状物質コア内の前記電気光学
的効果とは違って、光ビームの横方向閉込め効果はTM分
極でもTE分極でも起こる。故に、観測された上記光ビー
ムの横方向閉込め効果は、明らかにコア内量子井戸構造
とQCSEとに依るものと思われる。

本発明の導波路に基づくデバイスの全く新しい一系列
が実現可能であり、その内の最も単純なものとしては図
７に図示された、二個の光ファイバー・ケーブル71、73
間に挿入された強度変調器である。ここではまず通常手
法により、光ファイバー・ケーブル71内に堅く閉込めら
れた光ビームが本発明の導波路75の一端に接続される。
上記導波路75の他端には第二の光ファイバー・ケーブル
73が通常手法により接続され且つリブ77と一直線上に配
置される。上記導波路75とそれぞれ光ファイバー・ケー
ブル71、73との間のインタフェースは、上記導波路変調
器のそれぞれ入力部と出力部とを形成する。

上記ファイバー71からの光ビームは、図７中“A"で示
した光強度輪郭で上記導波路75内に接続される。接点パ
ッド79を介して接点乃至リブ77へ何れの電圧が印加され
ないときには、光ビームはその主方向に対して横方向に
広がる。この際の光ビームの広がりの様子は破線“B"及
び“C"のような導波路モード強度輪郭で図示されてい
る。光ビームが第二乃至出力側ファイバー73に到達する
時点までには、この光ビームは横方向に広がりきってし
まい上記出力側ファイバー73内に殆ど到達しない。しか
し上記接点パッド79を介して上記リブ77と上記導波路の
基板（図４）との間に電圧が印加されたときには、光ビ
ームは上記導電性細片下において横方向閉込めを受け、
利用に足る光量が上記出力側ファイバー73に到達する。
“利用に足る光量”とは、入力光ビームの充分な部分量
が出力側ファイバーに伝達されるので入力光ビーム中の
情報が出力側でも保持されることを意味する。図７で
は、光ビームの横方向閉込め状況は実線“D"及び“E"の
ような強度輪郭で示してある。上記第二ファイバーの出
力側に配置された公知の設計方式による検出器81は、光
ビームの強度が上記リブ77と上記導波路75との間の印加
電圧の変化に従って変化する様子を検知する筈である。

図７のデバイスはファイバーからファイバーへの強度
変調器として使用するには非常に有用であるが、多構成
要素モノリシック光集積回路への使用には適しない。し
かし図７のデバイスを少し修正することにより、光集積
回路の重要な構築素材に変えることができる。即ち上記
のように外部で接続された光ファイバー・ケーブルを、
図８の横方向閉込め導波路83、85で置き換える訳であ
る。入力出力導波路83、85は、接点パッド87、89に一定
の直流電圧を印加した、本発明の横方向閉込め導波路で
あって良い。別法として、図２で先行技術を説明したよ
うに、クラッディング内に食い込んでエッチングしてリ
ブ91、93を形成することにより入力及び出力チャネル導
波路83、85を作成しても良い。上記何れの場合において
も、中央の導波路95は光学的変調器として機能し、この
変調器は、図７で接点パッド97に印加した電圧に応答す
る導波路について説明したのと同様に光ビームを入力側
から出力側へ接続する。接点パッド97に電圧が印加され
たときに、リブ98からコアに対して電界が印加されるの
で屈折率が変化し、光ビームはその強度輪郭が波面
“A"、“D"、“E"及び“F"で示されるように伝播する。
印加電界が取り除かれると、光ビームはその強度輪郭点
線が波面“B"及び“C"で示されるように横方向に分散す
る。単一チップ上に図８に示す変調器が多数個設置され
ると光集積回路として有用である。

本発明の導波路を使用してより高度のデバイスを構築
することができる。その一例が図９の方向性スイッチで
ある。このデバイスでは、導波路101は本発明と図２に
図示した先行技術とのどちらに従って製造されても構わ
ない。導波路101はスイッチ99のｙ方向分岐接点103への
入力として機能する。導波路101が本発明に従って製造
された場合には、リブ107の接点パッド105に一定の直流
電圧を印加して強度輪郭“A"で示した光ビームの横方向
閉込めを保持する。しかし、導波路109又は111から成る
各ｙ方向分岐腕部は本発明に依るものである。それぞれ
導波路109の接点113か又は導波路111の接点115のどちら
に電圧が印加されるかに依り、各ｙ方向分岐腕部のどち
らを通って光ビームが進むかが決る。例えば、電圧が接
点パッド113に印加されるに反して接点パッド115には印
加されない場合には、光ビームは波面“A"で示すように
入力用導波路101に沿って伝播した後、波面“B"で示す
ように入力用導波路109内に伝播する。この方向性スイ
ッチ99は、その両側末端に接続された（図示されていな
い）光ファイバーにとってスイッチとして機能し、また
大規模モノリシック光集積回路の一部分であってこの集
積回路内で多数の分岐回路が互いに混交して構成されて
も良い。

本発明を使用して構築可能なもう一つのデバイスは電
圧制御可変焦点距離方式電界誘導レンズ（field−induc
ed lens with a voltage−controlled variable focal
length）である。図10はこのようなデバイスを示す。こ
のデバイスに突き当る光ビームは横方向閉込め導波路か
らのものでも横方向閉込めされない導波路からのもので
も良い（図示なし）。一連の円弧状物117〜119は電界印
加用の接点又は手段として機能する。光を任意に成形す
る目的のために、円弧状物117〜119の各々には（図示さ
れていない）接点パッドを通して個別に電圧印加ができ
る。円弧状物117、118及び119は、その形状がリブとは
異なる点を除けば、図７〜９のリブと同様の周知の手法
（即ち従来法フォトリソグラフィ及びエッチング技術）
によって形成される。各々の円弧状物117、118及び119
は、導波路のコア領域の或選択区域に電界を付加する。
この付加電界は、図10の点線121a及び121bで一般的に示
される方向と経路に伝播する光ビームに向かって湾曲し
た前面を形成する。各円弧状物117、118及び119の曲線
並びに各円弧状物曲線に対応する湾曲した印加電界は、
光ビームの横方向に沿って湾曲した屈折率変化を惹起す
ることによって光ビームをあたかもレンズの様に屈折す
る。

各円弧状物に互いに相違する電圧を印加することによ
り、各円弧状物直下に在る導波路コア領域内の上記選択
区域内の有効屈折率変化は隣接区域とは相違し、従って
光路長への影響は光学的波面の場合に依って相違する。
例えば上記レンズの焦点は、上記接点パッドへの印加電
圧を変えることによって図10のＡ点からＢ点へと大きく
変化させることができる。この効果を利用して、印加電
圧によって導波路内で光の焦点を制御する可能性が生ま
れる。また逆に云えば、同一の可変焦点の原理を使用す
れば光を発散させるように上記円弧状物117〜119を成形
することもできる。上記円弧状物への印加電圧を制御す
れば、発散度を精密に制御できる。

これ迄述べられ図７〜10で図示されたデバイス類は本
発明に由来するデバイス類の完全な目録ではない。本発
明の応用に関しては、個々の特殊な必要度に応じて多種
の別途能動的デバイスが実現可能なことは光電子デバイ
スの専門家には明らかである。

以下に結論を簡単に述べる。本発明に従って製造され
た導波路は、従来法デバイスに比較してエッチング要求
度がそれ程厳しくはないので、加工処理がよほど容易で
ある。次に、本発明を導入した導波路の損失率がリブを
エッチングした導波路より格段に小さいのは、導波路モ
ードの場が上記エッチド接点リブよりもずっと広いから
である。最後に、本発明を利用したデバイスは上記エッ
チド・リブ導波路から作られたデバイスと一緒に使用し
ても或は後者デバイスを置換しても良い。またこれ迄述
べられように、新しいデバイス構造が可能である。本発
明を導入した導波路は多種の応用が可能であり、この多
種応用可能性が、情報処理及び関連分野における光集積
回路の使用に関して重要な役割を果たす光電子デバイス
の一系列の実現可能性に通ずることを、本発明出願人は
期待する。

───────────────────────────────────────────────────── フロントページの続き (72)発明者モレッティ，アンソニー・レイクアメリカ合衆国イリノイ州60565 ネイパービレ・ワーベラー・ドライブ1544 (56)参考文献特開昭62−194219（ＪＰ，Ａ)

Claims

(57)【特許請求の範囲】

【請求項１】第一のクラッディング領域と、第二のクラッディング領域と、これら第一及び第二のクラッディング領域の間に挟まれ
ており、少なくとも１個の量子井戸構造を含んでいる、
光ビームを受け入れるためのコアと、上記コアの選択された区域において吸収スペクトルの量
子閉込めシュタルク効果シフトを誘導することによって
上記選択された区域に上記光ビームの光を横方向で閉じ
込めるためにこの選択された区域に電界を印加する電界
印加手段とを具備し、上記第一及び第二のクラッディング領域の各々は、上記
光が上記コアを通って伝播する際に上記光ビームの主方
向に対して横方向へ広がるのを許容する寸法を有してい
る、光ビームからの光を伝播させるための半導体光学素
子。
【請求項２】上記第一及び第二のクラッディング領域並
びにコアが、第３族及び第５族の元素から成る化合物で
ある請求項１記載の半導体光学素子。
【請求項３】上記第一及び第二のクラッディング領域並
びにコアが、第２族及び第６族の元素から成る化合物で
ある請求項１記載の半導体光学素子。
【請求項４】上記コアの屈折率が、上記第一又は第二の
クラッディング領域の何れの屈折率よりも大きい請求項
２記載の半導体光学素子。
【請求項５】上記第一及び第二のクラッディング領域
が、ｘが１以下であるAl_xGa_1-xAsを含んでいる請求項４
記載の半導体光学素子。
【請求項６】上記コアが、ｚ＜ｙ≦ｘであるAl_zGa_1-zAs
とAl_yGa_1-yAsとの交互の層を含んでいる請求項５記載の
半導体光学素子。
【請求項７】上記コアが、ｚ＝０であるGaAsとAl_yGa_1-y
Asとの交互の層を含んでいる請求項６記載の半導体光学
素子。
【請求項８】上記電界印加手段が、上記第一及び第二の
クラッディング領域の何れか一方の上に設けられている
リブと、他方のクラッディング領域に接触している基板
とを含んでいる請求項１記載の半導体光学素子。
【請求項９】上記第一及び第二のクラッディング領域の
何れか一方の上に材料層をエピタキシャル成長させ、上
記リブの境界を定めるためにこの層の選択された区域を
エッチングして、上記リブが形成されている請求項８記
載の半導体光学素子。
【請求項１０】上記リブ及び基板の何れか一方がｐ−ド
ープドGaAsであり、他方がｎ−ドープドGaAsである請求
項１記載の半導体光学素子。
【請求項１１】上記光ビームを上記コアへ引き渡すため
の入力デバイスと、上記半導体光学素子を通って伝播した後の上記光ビーム
を受け入れるための少なくとも１個の出力デバイスと、この少なくとも１個の出力デバイスによって受け入れら
れた上記光ビームの光強度を変化させるために電界を変
調する電界変調手段とを組み合わせて含んでいる請求項
１記載の半導体光学素子が組み込まれているデバイス。
【請求項１２】上記入力及び出力デバイスが光ファイバ
ーである請求項11記載のデバイス。
【請求項１３】上記入力及び出力デバイスが、上記半導
体光学素子を含むモノリシック構造の一部分から形成さ
れている半導体導波路である請求項11記載のデバイス。
【請求項１４】上記出力デバイスの各々が請求項１で定
義されている半導体光学素子であり、１個又は複数個の上記出力デバイスに対して上記光ビー
ムを選択的に振り向けるように上記出力デバイスの電界
を変調する電界変調手段を含んでいる請求項13記載のデ
バイス。
【請求項１５】１個以上の請求項１記載の半導体光学素
子が組み込まれており、モノリシック基板と、各々の半導体光学素子をこの半導体光学素子の上記光ビ
ームの主方向に対する横方向において上記モノリシック
基板上の他の半導体光学素子から光学的に隔離する光学
的隔離手段とを含んでいるデバイス。
【請求項１６】上記光ビームの主方向に対する横方向に
おいて上記光に対してレンズとして作用する電界を上記
コア内に創りだすように上記電界印加手段が形づくられ
ている請求項１記載の半導体光学素子。
【請求項１７】上記光ビームの上記光を焦点に収斂させ
るような電界を創りだすように上記電界印加手段が形づ
くられている請求項16記載の半導体光学素子。
【請求項１８】上記電界が複数の離散型電界を含んでお
り、上記焦点の位置を調整するために上記離散型電界の各々
を変調する離散型電界変調手段を有している請求項17記
載の半導体光学素子。
【請求項１９】平行座標系の第一及び第二軸に沿って広
がる平面を形成すると共に２個のクラッディング領域の
間に位置しているコアを有し、このコアが少なくとも１
個の量子井戸と入力口及び出力口とを有している半導体
光学素子において、光ビームの光を上記第一軸に沿って上記コアの上記入力
口へ導入する工程と、上記光が上記コアの上記第二軸に沿って実質的には自由
に横方向へ伝播することを許容するが、上記コアと上記
第一及び第二のクラッディング領域との間に屈折率差が
あるために第三軸に沿う上記光の横方向への伝播を制限
する工程と、上記コアの選択された区域において吸収スペクトルの量
子閉込めシュタルク効果シフトを誘導し、これによって
上記コアの残りの区域に比べて上記選択された区域の屈
折率を充分に変化させて上記第二軸に沿う上記光の横方
向への伝播を制限して、上記光を上記出力口へ向かわせ
るために、上記選択された区域に電界を印加する工程と
を有する方法。
【請求項２０】上記電界の印加によって上記光の伝播を
制限するに充分な上記コアの屈折率変化を生じさせると
共に、光吸収度は低い水準に保持して上記半導体光学素
子が上記光ビームの使用可能な部分を上記出力口へ伝達
する導派路として機能するように、上記光ビームの波長
の値を選択する工程を含む請求項19記載の方法。
【請求項２１】上記出力口へ伝達される上記光ビームの
光を効果的に変調するために、上記電界の印加によって
上記光の横方向伝播の許容と制限とを交互に行う工程を
含む請求項19記載の方法。
【請求項２２】上記第一及び第二クラッディング領域の
うちで上記コアには対面しない側の表面上に設けられて
いて上記電界を印加するための構造物の存在が上記コア
を通る光の伝播にあまり影響を与えない程度の厚みを上
記第一及び第二のクラッディング領域の各々が有してい
る請求項19記載の方法。
【請求項２３】上記コアが第３族及び第５族元素から成
る化合物の交互の層で構成されている請求項19記載の方
法。
【請求項２４】上記コアが第２族及び第６族元素から成
る化合物の交互の層で構成されている請求項19記載の方
法。
【請求項２５】上記半導体光学素子が他の半導体光学素
子を含むモノリシック基板上に組み立てられており、上記光の横方向伝播が上記モノリシック基板を共有して
いる上記他の半導体光学素子の正常な機能を阻害しない
ように上記半導体光学素子を上記他の半導体光学素子か
ら光学的に隔離する工程を含んでいる請求項19記載の方
法。