JPH03156982A - 伝導性の増大した構造体 - Google Patents

Abstract

(57)【要約】本公報は電子出願前の出願データであるた
め要約のデータは記録されません。

Description

【発明の詳細な説明】 （産業上の利用分野） 本発明は一般的に超伝導体に関し、ざらに詳しくは、半
導体材料から作成した高温超伝導体の構造に関する。

（従来の技術） 超伝導体に関しては、近年多くの仕事がなされてきた。

これらの仕事の多くは、超伝導酸化薄膜を用いることに
集中していた。薄膜の状態で超伝導酸化物を用いようと
する研究者は、多くの問題にぶつかった。希土類元素−
バリウムー銅の酸化物は、３００ｆｊｊＫ　（にｅｌｖ
ｉｎ）以上加熱されルト、反応を起した。酸素が超伝導
体材料から散逸する場合もあった。ビスマス化合物は、
反応過程の幅がたいへん狭いので、ビスマス化合物を超
伝導体として合成するために必要な温度範囲内で蒸着さ
せる間に、化学量論的な関係を維持することは困難であ
る。タリウム化合物もまた、反応過程の幅がたいへん狭
いので、酸化タリウムの揮発というもうひとつの問題が
起こる。

（発明が解決しようとする課題） 本発明は、高温で超伝導状態を生み出すために、半導体
材料を用いている。本発明では、超伝導酸化物は用いな
い。従って、特に本発明は既知の半導体材料および／ま
たは製造過程を用いているので、従来の技術の多くの問
題が回避される。

本発明の目的は、酸素を含有しない、新しい合成超伝導
子Ａ料を提供することである。

本発明の他の目的は、半導体集積回路と互換性のある超
伝導材料を提供することである。

本発明のざらに他の目的は、電子をフォノン（ｐｈｏｎ
ｏｎ）に選択的に結合させて、電子エネルギーの吸収と
散逸を制御する、超格子構造層の導電率を高めることで
ある。

（課題を解決するための手段） 本発明の、上記およびその他の目的と利点は、新規の超
格子半導体構造にＪ、り達せられる。超格子構造は、狭
いエネルギー・ギャップをもつ材料内に封じ込められた
電子を提供する。その電子は、より大きなバンド・ギャ
ップ（ｂａｎｄ　ｇａｐ）をもつ材料で作られたバリア
層により封じ込められている。ギャップの狭い材料また
はバリア材料は、その境界内に他の材料の単分子層を有
している。ギャップの狭い材料は、第１の量子ウール（
ｑｕａｎｔｕｍｗｅｌｌ）を作り、単分子層の材料が、
第１の量子ウェル内に第２の量子ウェルを作り出す。本
発明の１つの実施例においては、バンド・ギャップの狭
い材料と、より大ぎなバンド・ギャップをもつ材料はい
ずれも周期表ＮＩ−Ｖ族の化合物材料によって構成され
る。中分子層の材料は、ドナーまたはアクセプタのいず
れかであり、導電に必要な電子または空孔（ｈｏｌｅ）
を提供し、同時に電子または空孔との組合はせ（ｐａｉ
ｒｉｎｇ）に必要なフォノン源を提供する。仙の実施例
においては、単分子層の材料はドナーでもアクセプタで
もない。それは電気的に不活性なフォノン源であり、電
子フォノンまたは空孔−フォノンの結合のために発生さ
れたもので、これによりそれぞれの電荷坦体を組み合わ
せる。好適な実施例においては、超格子構造は複数回繰
り返され、電子−フォノンの結合を強め、発生した電流
を増大させる。

（作用） 本発明は、超格子構造層の導電性を向上させる。

本発明は、電子をフォノンと選択的に結合させ、電子エ
ネルギーの散逸を制御する。フォノン・モード（ｐｈｏ
ｎｏｎ　ｍｏｄｅ　）は、超格子内に設計された構造的
および機械的パラメータにより決定される。

完全に排除されるフォノン・モードもおれば、選択的に
強化されて、望ましい電子−フォノン相互作用を最適化
するものある。本発明は、結果として、人工的な高温の
超伝導半導体を提供する。超格子構造はよく知られてお
り、過去１０年間にわたり詳細に研究されてきた。超格
子平面に垂直な方向においては、プローブ族１（ｐｒｏ
ｂｅ　ｒａｄｉａｔｉｏｎ）に最も近づぎやすい方向で
おるため、はとんど全ての光学的測定かなされてきた。

電子的な測定も、たいていは、共鳴トンネル（ｒｅｓｏ
ｎａｎｔ　ｔｕｎｎｅｌｉｎｇ）および量子散乱現象を
調べるための、通常の方向に限られていた。最近まで、
垂直構造や配置に関する機械的性質が、縦方向の電子の
性質に影響を与えつる超格子平面に平行な導電状態にお
ける体系的な作業は、はとんどなされていない。本発明
か１指しているのは、この領域である。超格子が、バル
ク・モード（ｂｕｌｋ　ｍｏｄｅ　）とは異なるフォノ
ン・モードを示ずことは知られている。これは、フォノ
ン・モードを個別の超格子層に封じ込めることにより起
こる。これらのモードは、電子と空孔に結合するように
設計して、その転送特性を改良スルコトができる。Ｂ　
Ｃ３（Ｂａｒｄｅｅｎ−Ｃｏｏｐｅｒ−３ｃｈｒｉｅｆ
ｆｅｒ　）理論によれば、強い電子−フォノンの結合が
、超伝導の原因でおる。本発明は、電子−フォノンの相
互作用を改良して、平行導電性をバルク値以上に、実質
的に高める。高温超伝導超格子の明らかな利点の他にも
、このような構造においては、トップサイドおよび埋め
込み［ゲート（ｑａｔｅ）　Ｊを用いて、顕微鏡規模の
導電性を、実用的なデバイスに必要な広い範囲で調節す
ることができる。

結晶格子内を移動する電子は、フォノンを吸収および放
出する。電子が伝導帯の底部に近づくと、音響型フォノ
ン界（ａｃｏｕｓｔｉｃ　ｐｈｏｎｏｎ　ｆｉｅｌｄ）
と相互作用を生ずる。このフォノン界は、ブリユアン帯
［（Ｂｒｉｌｌｏｕｉｎ　ｚｏｎｅ）　　の約半分にわ
たる、波数ベクトル（ｗａｖｅ　ｖｅｃｔｏｒ）に対す
るエネルギーのおおまかな放物分散により特徴づけられ
る。超格子においては、ブリユアン帯域は小帯に分（プ
られ、Ｅ−に分散は小帯の端部で不連続となる。バルク
結晶のブリユアン帯域が、ｋｂ＝２π／ａに等しい寸法
を持っているとすれば（ただし、ａは格子の間隔）、超
格子小帯の範囲は、ｋｓ＝２π／ｄとなる。ただし、ｄ
（ａより大きい）は格子の周期である。Ｅ−に曲線が、
ｋｓ＝ｏからｋｓ＝２π／ｄまで描かれるとき、曲線は
折曲げられたといわれる。分散曲線がどのように表示さ
れようとも、超格子が新しいフォノンを導入することに
よって、フォノン・スペクトルを変化させ、一方で小帯
のエネルギー・ギャップに相当するエネルギーの他のス
ペクトルを消去したことは容易にわかる。本発明は、一
定のフォノン・モードを選択的に導入し、他のモードを
低下させて、電子■ネルキーの散逸を制御する。

光学フォノン・モードはまた、超格子内でも実質的に変
化する。たとえば、適度な厚みを持つＧａＡＳ層内　Ｉ
ＡＳ超格子層内では、光学フォノンはＧａＡＳおよびＡ
ｌＡｓ層に封じることかできる。平面内の光学フォノン
・モードは、バルク・フォノンと全く同じ周波数で伝播
することかできる。これらの高周波モードは、材料の交
替のだめに超格子平面に正常に伝播することはできない
。

Ａ　ＩＡＳ／ＧａＡＳの場合は、ＧａＡＳの光学モード
振動は、単一のＡｌＡｓ単分子層内部で、あおよそ指数
関数的に減衰される。ＡｌＡｓの光学モードの周波数に
おいては、通常の縦方向の光学モードは、横方向の音響
モードが減衰したと同様に、ＧａＡＳ層内に入るにつれ
衰える。

ゼロ次のモデルは、電子−フォノンの相互作用の顕著な
特徴について、ベースラインの理解が、単一のケースに
対して得られるかどうかを決定する一次元モデルである
。我々は、超格子量子ウェルの不純物原子の単分子層ま
たは単分子層の断片を考える。単分子層の原子の面積密
度は、量子ウェル原子の面積密度と等しい必要はないが
、その間隔は、超格子平面に平行な方向においてほぼ周
期的で、電子の干渉長よりも小さくなくてはならない。

この単分子層はフォノン・ジェネレータ（ｐｈｏｎｏｎ
　ｇｅｎｅｒａｔｏｒ）と呼ばれ、超格子量子ウェルに
沿って、２ａの格子定数を有している。封じられた電子
は、εを十εｉのエネルギーで平面に平行に伝播する。

ただし、εｔはフェルミ・エネルギー（ｆｅｒｍｉ　ｅ
ｎｅｒｇｙ）であり、ε１はフォノンの吸収または放出
に起因する増分エネルギーであ。

る単分子層の原子と、１種類のホスト材料の量子０ ウェル原子が、すべて単一の平面上に配置されているバ
イナリ・システムにおいては、一方の陽イオンがＸ−±
ａに配置され、他の原子タイプの陰イオンがＸ＝Ｑに配
置される。電子平面波の運動エネルギーの安定な解は、
以下の式で得られる：ε−εを十ε＋　［１−ｃｏｓ　
（ｍｙｒｘ／ａ＋φ）］ただしｎは整数で、φは電子に
よる格子の分極に起因する位相角度であり、イオンの変
位に相当する。

ある結晶の配向性においては、たとえば（１００）では
、電子はフォノン・ジェネレータ層内の陰イオンと陽イ
オンとによって形成された双極子に正常に移動する。２
次元のイオン・ヂエーン（ｉｏｎ　ｃｈａｉ口）による
電子の電位エネルギーは、周期的になり、以下の式で表
される： Ｖ　（ｘ）　−ＶＯｃｏｓ　［π（ｘ＋ａ）／ａ＋φ］
ただし、Ｘは−ａから＋ａまで変化覆る。−次元モデル
では、有限な量子ウェルの厚みは、角度に依存する解と
、電子がバリア・イオン（ｂａｒｒｉｅｒｉｏｎ）から
空間的に分離することを必要とする。電１ 子のハミルトニアン（Ｈａｍｉ　１ｔｏｎｉａｎ）は以
下のようになる： Ｈｌ−１）２　／２ｍ＊　　　　十　　　Ｖｉ　　　（
Ｘ）Ｘ＝Ｑに配置されたイオンもまた運動している。

これは２つの短距離からの力または最も隣接した力を受
ける。すなわち、電子結合回復力（−ｋｘ）と電子によ
るクーロン力（ｃｏｕ　ｌｏｍｂ　ｆｏｒｃｅ）　（−
ｑ　”／Ｘ）である。イオンは、Ｘ方向に、以下の式で
表されるノＪにより、安定した振動を受けると仮定され
る： Ｆｊ＝−ｋｘｊ−ｑ２ｉｘｊ ２　　・ ＝Ｍ−ｄ　　ＸＪ／ｄｉま ただしＭは、イオンの質量であり、Ｆｊはｊ番目のイオ
ン上の力の和である。イオンに対するハミルトニアンは
、以下のようになる： Ｄ２　／２Ｍ　　　＋　　Ｖ（Ｘ）＝ＨＭイオンと電子
の固有値に対する組み合わせの式は、周期的境界条件で
同時に解を得られ、超格子設計に利用することのできる
安定した解を得ることができる。これらの古典的な運動
式は、問題を現象２ 学的に解説する。これらの式は、システムに対するハミ
ルトニアンに関して、別の方法で公式化することができ
、ざらに有益な設計情報を提供することができる。

一例として、質ｆｊｍとＭを有するバイナリ結晶（ｂｉ
ｎａｒｙ　ｃｒｙｓｔａｌ）の光学モードを考えると、
イオンの変位は以下のようになる： ｘｍ＝　　Ａｓ＋ｎωｔ ＸＭ　　＝　　ＢＳ　ｉ　ｎ　（ωｔ＋ｙｒ）電位を変
位の項と、時間に依存する項との積として書くことがで
きれば、以下のようになる二Ｖ（Ｘ、ｔ）−Σｍｕｍ　
（ｘ）　ｓ　ｉ　ｎ　（ωｔ＋π）この式は、固定値の
式に用いられる。

量子ウェルに封じられた、Ｘ＝−ａにおける電子は、陰
イオンのクーロン力により加速される。

この電子が陰イオンを通ると、その速度は、再び引力ク
ーロン作用および隣接する陽イオンによる斥力から下が
りはじめる。電子がＸ＝ａになると、その運動エネルギ
ーは、Ｘ＝−ａにおける値と全く等しくなる。一方、イ
オンはその平面内で、化３ 学的結合強度および電子−フォノンの相互作用の電位に
より決定されるモードで振動する。電子がＸ＝ａにある
とき、Ｘ＝−ａにある他の電子はイオンに引き付けられ
る。このように、２つの電子は互いに結合して、電子エ
ネルギーを散逸させるフォノン・モードは超格子により
除去される。

実際の状況は、この簡単な図式によって説明されたもの
よりも、はるかに複雑である。たとえば、実際の空間（
±ａ）における電子運動の境界は、干渉長に対応し、干
渉長は格子定数よりもはるかに大きくなることができる
。電子（または空孔）の安定した軌跡は、エネルギー・
ギャップを含み、これは半導体のバルク・エネルギー・
バンドギャップとは異なる。

（実施例） 第１図は、本発明の１つの実施例を示し、ＧａＡｓ層と
Ａ　ｌＧａＡｓ層とを用いて発明を説明している。他の
ＩＩＩ−Ｖ族の化合物材料と同様に、伯の材料を用いる
こともできる；しかし、ＧａＡＳとＡＩＧ、ａＡｓはよ
く知られており、半導体産４ 業の関係者には手に入りヤづい。第１図はパンドギ！ｌ
ツブの狭い層１１と１２とによって囲まれた、単分子層
１．０を有づる超格子＠造を示す。バンドギャップのＪ
、り大ぎな層１３と１４は、バリア層（ｂａｒｒｉｅｒ
　１ａｙｅｒ）を提供する。好適な実施例においては、
層１０，１１．１２．１３および１４の構成は複数回繰
り返され、拡大した電子波動関数に作用する近隣の量子
ウェル内のソース（ｓｏｕ　ｒｃｅ　）によるフォノン
結合を増大させ、追加の電流を発生さゼる。単分子層１
０は、それぞれ電子または空孔を提供覆゛るドナーまた
はアクセプタにより構成される。単分子層１０がシリコ
ンでおれば、電子が供給される。しかし、もし単分子層
１０が電気的に不活性であっても、単分子層の結晶を光
源によって励起するかまたはオーム接触から電荷担体を
導入することにより電子または空孔を発生させることが
できる。単分子層１０は単原子層または２原子層でもよ
い。

バリア層１３と１４は、層１１と１２とによって形成さ
れる量子ウェルに、電子を封じ込めるた５ めに用いられる。金属、３ｉＱｅまたはその他の類似材
料もまた、層１１と１２に対して、ＧａＡＳの代わりに
用いて励起状態にすることができる。

また、バリア層は絶縁体、半導体および／またはＡ　Ｉ
　ＧａＡｓ／ＧａＡｓよりもはるかに大きな電位のウェ
ルが１ｑられるさまざまな組合せの金属でもよい。この
ような適切な材料は、エピタキシャル成長させた単結晶
材料でもよい。ただし、必要条件のひとつは、月利が、
妥当に格子にマツチすることである。好適な実施例にお
いては、ドーピング原子が量子ウェル（＠１１および１
２〉に加えられ、またはバリア層１３と１４に加えられ
る。

ドーピング原子が、バリア層１３あにび１４に与えられ
ると、その後、電子は量子ウェルに流れる。

フォノン・ジェネレータは第２Ｃ図に示されるように、
量子ウェルでなくバリア層に配置することができる。こ
の場合、バリア層の厚みを充分小さしくて、量子ウェル
に封じ込まれた電子の波動関数が、フォノン・ジェネレ
ータと充分に重なるようにしなければならない。この実
施例では、電６ 子はフォノン・ジェネレータと同じ実空間を共有してい
ないので、接地状態と上限励起状態は、変動しない。し
かし、電子（または空孔）−フォノンの結合は減少する
。

フォノン・ジェネレータの厚みか、１個の単分子層より
も人きりれば、横方向のフォノン・モードが成立して、
それにより組合はきった電子または空孔のエネルギーが
散逸する。特に、フォノン・ジェネレータと電子が同じ
空間を占めるときは、これが起こる。構造上は依然とし
て、超伝導状態であるが、厚みが増加し、散逸が支配的
になり始めるにしたがって、電流密度と動作温度は低く
なる。

第２ａ図は、第１図の層１１と１２とによって構成され
た量子ウェル１８を示す。バリア層１３は、上部の線１
７により表される。バリア層１４は上部の線１９により
表される。第１図に示される複数の超格子構造は、バリ
ア層１７．１９により分離される一連の量子ウェル１８
となる。量子ウェル１８は、底にあるノツチ２０を含む
。ノツ７ チ２０は単分子層１０を代表する第２の量子ウェルと考
えることができる。しかし、第２ｂ図に示すように、ノ
ツチ２０は単分子層１０が電子または空孔を提供するか
、または電気的に不活性であるかにより、量子ウェル１
８゛内への突起またはスパイクとして表されることがあ
る点に留意されたい。また、エネルギーの側帯Ｆ１、Ｆ
２おにびＦ３もまた、第２ａ図、第２ｂ図、第２Ｃ図に
示される。エネルギーの側帯Ｆ１、Ｆ２およびＦ３を表
ず波形は、普通は電子波動関数と呼ばれる。

ノツチまたは量子ウェル２０に対する分極変調関数（ｐ
ｏｌａｒｉｚａｔｉｏｎ　ｍｏｄｕｌａｔｉｏｎ　ｆｕ
ｎｃｔｉｏｎ）は、量子ウェル１８に広がる、単一の正
弦波状の波動関数として現れる。この波動関数の最大振
幅は、側帯Ｅ１およびＦ３などのピークと一致する。分
極および電子波動関数のこの一致は、奇数の量子数結合
を容易にするエネルギー状態を生み出す。言い換えれば
、量子ウェル２０の分極状態は、側帯Ｅ２よりも、側帯
Ｅ１またはＦ３と、はるかに容８ 易に結合する。これは、側帯Ｅ２が、量子ウェル２０の
分極状態のピークにおいてゼ］」レベルにあるためであ
る。温度または電界により、電子はエネルギー・レベル
Ｆ１からＥ２またはＦ３へと移動する。温度または電界
により励起された電子は、フォノン・ジェネレータ（第
１図の単分子層１０または第２ａ図の２０）からのフォ
ノンへの結合を減少させる。第２ａ図、第２ｂ図および
第２Ｃ図は伝導帯（ＦＣ）を示し、価電子帯（ＥＶ）に
ついても、同様の図を描くことができる点を認識された
い。

第２ｂ図は、第２ａ図に似ているが、例外は単分子層１
０（第１図）を表す量子ウェル２５で、バリア・スパイ
ク（ｂａｒｒｉｅｒ　５ｐｉｋｅ）として示されている
。第２Ｃ図は、単分子、＠１０を第１図のバリア層１３
および１４内に作ることができることを示している。

第３ａ図は、２原子線形格子の振動モードに対する、周
波数と波数の曲線を表す。１つの振動分岐には、光学モ
ードか含まれ、曲線２１により表９ される。もう一方の振動モードは曲線２２により示され
る音響分岐にある。エネルギーに比例する周波数は、グ
ラフの縦座標に治って、ωとして示される。運動量と考
えられる波動ベタ１ヘルは、グラフの横座標に沿って、
ｑとして示される。波動ベクトルまたは波数ｑは、フォ
ノンの波長に反比例する。点線２３は、ブリユアン帯境
界を表し、これはπ／２ａとなる。ただしａは格子定数
または格子パラメータである。曲線２１および２２によ
って示されるように、振動の２つのモードに関連するエ
ネルギーは、ぞれぞれ周波数スペクトルの光学レンジと
音響レンジにある。そのため、２種類のフォノンの重要
な違いは、光学フォノンがより高いエネルギーを有する
ことで、特定の材料については、どちらの種類のフォノ
ンも存在しないエネルギーの中間レンジがある。この中
間レンジは、曲線２１と２２との間に起こる。もうひと
つの違いは、振動が励起される方法である。光学フォノ
ンは、フォトン（ｐｈｏｔｏｎ　）により励起されるが
、音響型フォノンは、温度または音波により０ 発生する。いずれのタイプのフォノンも、固体を通って
伝播し、原子または分子の配列に歪を生じさせる。ＢＣ
８理論によれば、超伝導状態が存在するためには、いく
らかのフォノンが必要である。

第３ａ図の分散曲線は、延長した固体または原子の鎖を
示す。固体が周期的な超格子であるとぎは、分散曲線は
第３ｂ図に示されるように修正される。第３ｂ図では、
もとの分散曲線は「折り返され」、または２π／ｄの倍
数に対応覆る超格子境界で反射される１、ただし、ｄは
２５に示される超格子の周期である。そのため、超格子
内では、元の結晶内よりも、たとえばｑ＝Ｏにおいて、
より多くのフォノンが存在する。３．に、ＲｉｄＩｅｙ
による８９年ｐｈｙｓ、Ｒｅｖ、Ｂ。

ｖｏ　１．３９．Ｉ）ｌ）５２８２−５２８６の最近の
発表では、量子ウェルとバリアとの間の界面に位置する
フォノンによる、電子の散乱速度（ＳＣａｔｔｅｒｉｎ
ｇ　ｒａｔｅ）は、量子ウェルが約３０ないし４０オン
グストロ一ム未満であるときは、谷の間または谷内の散
乱速度よりもはるかに大きいことが示１ されている。

本発明においては、材料の薄膜層が、超格子の量子ウェ
ルまたはバリア内に挿入される。これらの薄膜層内では
、特定の温度範囲および電子エネルギー範囲内で、界面
のフォノンが電子の結合を支配する。言い換えれば、特
定のフォノンが選択されて電子（または空孔）と結合し
、吸収および放出過程で散逸を起こさずに組合はせが生
ずる。

この特定のフォノンは、ウェルとバリア材料の機械的な
性質に基づき設計される。このエネルギーは、量子ウェ
ル材料の光学フォノン・エネルギーよりも小さいが、電
子または空孔との相互作用は音響的フォノンよりもはる
かに人きい。フォノン・ジェネレータ層の界面光学フォ
ノンのエネルギーは、量子ウェルの音響的７寸ノンと光
学フォノンとの中間にある。超伝導の最高温度は、折り
返された量子ウェルの光学フォノンの最小エネルギーと
、これらのフォノンに作用する電子の密度によって決ま
ることが容易に理解される。

本発明のひとつの実施例においては、フォノン２ ・ジェネレータの位置は量子ウェル内にある。電子（ま
たは空孔）の電流に平行な規則的な２次元配列において
は、電子密度がフォノン・ジェネレータの面積密度に匹
敵して、電子とフォノン・ジェネレータ・イオンの両方
が干渉長より短い間隔をおいていれば、この配置により
、電子（または空孔）との組合はせが起こる。そのうえ
、量子つＴルは坦体を封じ込め、それにより、量子ウェ
ル格子による２次元フォノンにより、坦体の散乱速度が
減少づる（Ｎ、Ｓａｗａｋｉ、Ｊ　Ｐｈｙｓ　Ｃ，５ｏ
ｌｉｄ　５ｔａｔｅｐｈｙｓ、１９．（１９８６）４９
６５−４９７５＞。

本発明の目的のひとつは、曲線２１と２２との間の中間
エネルギー範囲に、光学フォノンを発生させることであ
る。単分子層１０（第１図）は、１１１１および１２（
第１図）のホスト材料に特有の光学フォノンとは異なる
エネルギー・レベルを有するフォノンを発生させる。発
生したフォノンは、より低いエネルギー・レベルを有し
、より低いエネルギー・レベルの電子を捕捉して、それ
らがホスト材料の光学フォノンのエネルギー・レベ３ ルに上がらないようにする。これらの低エネルギーの電
子は、その後エネルギーを散逸させずに（言い換えれば
、超伝導状態で）材料内を移動して、散逸がないために
、連続した電流となる。ホスト材料内の不純物は、クー
ロン電荷を発生させ、ホスｌ−１，１料のフォノンに沿
って、電子を散乱させ、方向を変えさせ、それにより材
料内に抵抗を作り出す。単分子層から発生したフォノン
を用いて、低エネルギーの電子を組合はせことにより、
電子はエネルギーを散逸させることなく材料内を移動す
る。電子は、ホスト材料から、光学フォノンを発するに
充分なエネルギーを受は取らない限り、損失なしに伝播
することができる。電子の量子ウェルの接地状態のエネ
ルギー幅と、フォノン・ジェネレータの光学フォノン・
エネルギーとの和が、量子ウェルのフォノン・エネルギ
ーの禁止帯内にあるかぎり、電子エネルギーの実質的な
散逸はない。フォノンの分散曲線は、はぼ以下のように
推定することができる。

質量Ｍと質量ｍを交替する原子を有するバイナ４ す・チェーンについては、禁止帯下限の周波数は（２β
／ｍ）１／２であり、上限の周波数は（２β／Ｍ　）　
１／２である。ただし、β−Ｃ／ｂで、Ｃは弾性剛性、
ｂは格子定数でおる。量子ウェルの接地状態と、フォノ
ン・ジェネレータの光学フォノン・エネルギーの和の幅
は、これらの２つの境界線内になければならない。与え
られた超格子層材料の組合せに対しては、バンド・オフ
セット（ｂａｎｄ　ｏｆｆｓｅｔ）がウェルの深さを決
定し、ぞの深さとウェル幅とにより、接地状態のエネル
ギー・レベルが与えられる。

電子の結合は、バリア内または超格子量子ウェル内のい
ずれかにおいて、フォノン・ジェネレータから生ずる。

１−２−３高温超格子（ＨＴＳＬ）（ｈｉｇｈ　ｔｅｍ
ｐｅｒａｔｕｒｅ　５ｕｐｅｒｌａｔｔｉｃｅ）の前者
の場合は、Ｙは２次元平面内にあり、Ｂａ原子はその平
面の外にある。Ｃ軸に沿って、Ｙは２次元のＣＬＪ　Ｏ
２平面により上方と下方を制限され、続いて３ａにより
制限され、最後にＣｕＯが隣接するセル（ｃｅｌｌ）に
リンク（ｌｉｎｋ）する。Ｙの原子量５ は８８．９で、Ｃｕ、ＢａおよびＯについては、それぞ
れ６３．５．１３７．５および１６である。

Ｙの代わりに、Ｌａを用いることもできる。１ａの原子
量は１３８．９である。ここで、Ｂａ−ＹまたはＢａ−
Ｌａ複合帯を、２次元平面内で電子を結合させ得る、フ
ォノンの大きなソースとして考えてみる。そのため、２
次元平面のフォノンの禁止帯ギャップ（ｔｏｎｂｉｄｄ
ｅｎ　ｂａｎｄｇａｐ）内に少なくともその一部がある
、最大エネルギーを右する２次元電子ガスが存在しなけ
ればならない。また、組合はせを形成するために電子を
結合させるのに必要な範囲内のエネルギーを有する、２
次元平面の外側またはその中にフォノン・ソースが存在
しなければならない。このソースは、電子との組合は−
Ｕに必要な特定のフォノンを発生する量子ウェル内にあ
る原子であればよい。従って、フォノン・ソース（単分
子層１０）は、２次元フォノンの禁止帯ギャップの範囲
内のエネルギーを、フォノンに提供しなければならない
。

６ （発明の効果） 本発明により、超伝導温度よりも高い温度で良好に動作
することのできる、新規の合成または人工の超伝導体が
得られたことが、理解されるであろう。本発明は、２つ
のホス１へ材料屑の間にはさまれたフォノン・ジェネレ
ータを有する、超格子構造を採用している。ここでは、
フォノン・ジェネレータは、ホスト材料のフォノンの光
学エネルギーよりも低く、音響エネルギーよりも大きな
光学エネルギーを有するフォノンを発生する。

４、　図の筒中な説明 第１図は、本発明による小部分の拡大図である。

第２ａ図、第２ｂ図および第２Ｃ図は、本発明による超
格子構造の量子ウェルの特性を示す。

第３ａ図と第３ｂ図は、本発明を理解するのに有用な分
散曲線を表す。

［主要符号の説明］ １０　　、、、　　単分子層 １１．１２　　、、、　　層 ７

Claims (8)

【特許請求の範囲】
1. （１）各量子ウェルはバリア層により分離され、各量子
   ウェルは所定のエネルギー・レベルのフォノンを有する
   半絶縁材料の第１および第２の層により構成される、複
   数の量子ウェル；および前記第１の層と第２の層との間
   に位置する単原子層であって、第１および第２の層の光
   学エネルギー・レベルよりも低い光学エネルギーレベル
   を持っフォノンを有する単原子層； とを有することを特徴とする超伝導体。
2. （２）前記単原子層が半導体材料によって構成されるこ
   とを特徴とする、請求項１記載の超伝導体。
3. （３）前記半絶縁材料が、III−Ｖ族の化 合物材料によって構成されることを特徴とする、請求項
   １記載の超伝導体。
4. （４）フォノン・ジェネレータ；および 少なくとも２つの層を有するホスト材料であって、フォ
   ノン・ジェネレータが前記ホスト材料の２つの層の間に
   挟まれることを特徴とするホスト材料； によって構成されることを特徴とする、超格子構造を有
   する合成超伝導体。
5. （５）前記フォノン・ジェネレータが、ホスト材料のフ
   ォノンの光学エネルギーよりも低く、音響エネルギーよ
   りも高い、光学エネルギーを有するフォノンを発生する
   ことを特徴とする、請求項４記載の合成超伝導体。
6. （６）バリア層内に光学フォノンを発生する単分子層を
   有することを特徴とする、少なくとも１つの該バリア層
   を有するIII−Ｖ族の化合物半導体または合成超伝導体
   の構造。
7. （７）前記単分子層がアクセプタ原子によって構成され
   、空孔を発生することを特徴とする、請求項６記載のI
   II−Ｖ族化合物半導体または合成超伝導体の構造。
8. （８）超格子は結晶格子と量子ウェルとを有し、単分子
   層は光学フォノンが発生する超格子の結晶格子内に電気
   的に不活性な原子を有し、かつ電荷坦体が、発光により
   発生するか、オーム接触により、超格子の量子ウェルに
   導入されることを特徴とする、超格子と単分子層とを有
   する合成超伝導体。