JPH03179428A - 半導体光素子及びその使用方法 - Google Patents
半導体光素子及びその使用方法Info
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- B—PERFORMING OPERATIONS; TRANSPORTING
- B82—NANOTECHNOLOGY
- B82Y—SPECIFIC USES OR APPLICATIONS OF NANOSTRUCTURES; MEASUREMENT OR ANALYSIS OF NANOSTRUCTURES; MANUFACTURE OR TREATMENT OF NANOSTRUCTURES
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- G—PHYSICS
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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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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。
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、電界を印加することによって吸収スペクトル
が大きく変化する半導体光素子及びその使用法に関する
。
が大きく変化する半導体光素子及びその使用法に関する
。
３゜
［従来の技術］
従来、第９図に示す様なエネルギー準位を有する通常の
多重量子井戸（ＭＱＷ）を、ｐ領域とｎ型領域とで挾ん
だ半導体光素子を作成し、第１０図に示す如く逆バイア
スＦをかけることが行なわれている。
多重量子井戸（ＭＱＷ）を、ｐ領域とｎ型領域とで挾ん
だ半導体光素子を作成し、第１０図に示す如く逆バイア
スＦをかけることが行なわれている。
逆バイアスＦをかけるときの半導体光素子の吸収スペク
トルは第１１図に示す如きものとなり、Ｆ（ＫＶ／ｃｍ
）の変化により吸収スペクトルの励起子吸収ピーク、吸
収端などが相当大きく変化することが分かる。そこで、
第１１図の矢印のところの光子エネルギー名ω１での吸
収係数α（ω１）の逆バイアスＦに対する依存性をプロ
ットすると第１２図の様になる。この吸収係数の変化は
バルク結晶ではとても得られない様な大きなものである
為、この効果を用いた光変調器や光双安定素子等への幅
広い応用が報告されている（たとえば、Ｄ、Ａ、Ｂ、Ｍ
Ｅ １１ｅｒ ｅｔａ１、ＩＥＥＥ Ｊ、Ｑｕａｎ
ｔｕｍ Ｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｓ、 ＱＥ−２１（
１９８５）１４６２参照）。
トルは第１１図に示す如きものとなり、Ｆ（ＫＶ／ｃｍ
）の変化により吸収スペクトルの励起子吸収ピーク、吸
収端などが相当大きく変化することが分かる。そこで、
第１１図の矢印のところの光子エネルギー名ω１での吸
収係数α（ω１）の逆バイアスＦに対する依存性をプロ
ットすると第１２図の様になる。この吸収係数の変化は
バルク結晶ではとても得られない様な大きなものである
為、この効果を用いた光変調器や光双安定素子等への幅
広い応用が報告されている（たとえば、Ｄ、Ａ、Ｂ、Ｍ
Ｅ １１ｅｒ ｅｔａ１、ＩＥＥＥ Ｊ、Ｑｕａｎ
ｔｕｍ Ｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｓ、 ＱＥ−２１（
１９８５）１４６２参照）。
［発明が解決しようとする課題］
以上の様な半導体光素子の特性としては、言うまでもな
く、第１２図に示す様に、逆バイアスＦによる吸収係数
α（ω、）の変化が出来る限り大きい方が良い、特に、
光双安定素子等への応用を考えると、第１３図に模式的
に示した様に、大きな凹みを持った特性が望ましい。
く、第１２図に示す様に、逆バイアスＦによる吸収係数
α（ω、）の変化が出来る限り大きい方が良い、特に、
光双安定素子等への応用を考えると、第１３図に模式的
に示した様に、大きな凹みを持った特性が望ましい。
しかし、従来例ではこの凹みを得るのに、重い正札（ｈ
ｈ）の励起子と軽い正孔（１ｎ）の励起子の２つの励起
子吸収ピーク（第１１図の吸収スペクトルにおけるピー
ク）に頼っていた。この為、次の様な欠点を有していた
。
ｈ）の励起子と軽い正孔（１ｎ）の励起子の２つの励起
子吸収ピーク（第１１図の吸収スペクトルにおけるピー
ク）に頼っていた。この為、次の様な欠点を有していた
。
（１）第１２図に示す如く、あまり大きな凹みが（与ら
れない。
れない。
（２）対象とする光子エネルギー看ω、を狭い励起子吸
収ピークに正確に合わせる必要がある。
収ピークに正確に合わせる必要がある。
（３）ＣｕＣＬの様な、価電子帯の頂上付近が縮退して
いない半導体から成る量子井戸構造では上記凹みが得ら
れない。
いない半導体から成る量子井戸構造では上記凹みが得ら
れない。
（４）ＧａＡｓ／Ａ Ｉ ＧａＡｓ等の量子井戸構造で
は、室温で励起子吸収ピークが存在する（室温励起子）
が、他の半導体、特に広ギャップの半導体では、電子格
子相互作用が強い為に必ずしも室温励起子は得られない
、その場合、室温では殆ど凹みはなくなってしまう。
は、室温で励起子吸収ピークが存在する（室温励起子）
が、他の半導体、特に広ギャップの半導体では、電子格
子相互作用が強い為に必ずしも室温励起子は得られない
、その場合、室温では殆ど凹みはなくなってしまう。
したがって、本発明の目的は、上記課題に迄み、上記従
来例の問題点を全て解決した半導体光素子及びその使用
方法を提供することにある。
来例の問題点を全て解決した半導体光素子及びその使用
方法を提供することにある。
［課題を解決する為の手段］
上記目的を達成する本発明による半導体光素子は、上記
従来例で用いられる通常の量子井戸構造（ＱＷＳ）の代
わりに、次の様なシュタルク結合する非対称２重量子井
戸構造（Ａｓｙｍｍｅｔｒｉｃ Ｄｕａｌ Ｑ
ｕａｎｔｕｍ Ｗｅｌｌ ５ｔｒｕｃｔｕｒｅ、略し
てＡＤＱＷＳ）を用い、次の様な構成を有している。
従来例で用いられる通常の量子井戸構造（ＱＷＳ）の代
わりに、次の様なシュタルク結合する非対称２重量子井
戸構造（Ａｓｙｍｍｅｔｒｉｃ Ｄｕａｌ Ｑ
ｕａｎｔｕｍ Ｗｅｌｌ ５ｔｒｕｃｔｕｒｅ、略し
てＡＤＱＷＳ）を用い、次の様な構成を有している。
先ず、第１図に示す様にｎ型領域とｎ型領域の間に異な
る２つの量子井戸（図示例では深さと幅の両方が異なる
が、これに限らない）が近接して設けられ（これを非対
称２重量子井戸構造（ＡＤＱＷＳ）と呼ぶことにする）
、このＡＤＱＷＳの、上記ｎ型領域に近い方の井戸をａ
、ｎ型領域に近い方の井戸をす、夫々のバンドギャップ
をＥａ、Ｅ−”、両井戸ａ、ｂ間のバリアをｃ、伝導帯
の基底サブバンドの量子化エネルギー（伝導帯ａの底か
ら上向きに測る）をＥ１、その波動函数なφ５、第２サ
ブバンドの量子化エネルギーをＣ１ｎ、その波動函数を
φ２、価電子帯の基底サブバンドの量子化エネルギー（
価電子帯の頂上から下向きに測る）をＥ１、その波動函
数をφ１．第２サブバンドの量子化エネルギーをＥｘ、
その波動函数をφ１ｎとするとき、ＡＤＱＷＳの構造は
、その波動函数と固有エネルギーが次の如き性質を持つ
様な組成や厚さになっている（これをシュタルク結合（
Ｓｔａｒｋ ｃｏｕｐｌ ｉ ｎｇ）の条件と呼ぶこ
とにする）。
る２つの量子井戸（図示例では深さと幅の両方が異なる
が、これに限らない）が近接して設けられ（これを非対
称２重量子井戸構造（ＡＤＱＷＳ）と呼ぶことにする）
、このＡＤＱＷＳの、上記ｎ型領域に近い方の井戸をａ
、ｎ型領域に近い方の井戸をす、夫々のバンドギャップ
をＥａ、Ｅ−”、両井戸ａ、ｂ間のバリアをｃ、伝導帯
の基底サブバンドの量子化エネルギー（伝導帯ａの底か
ら上向きに測る）をＥ１、その波動函数なφ５、第２サ
ブバンドの量子化エネルギーをＣ１ｎ、その波動函数を
φ２、価電子帯の基底サブバンドの量子化エネルギー（
価電子帯の頂上から下向きに測る）をＥ１、その波動函
数をφ１．第２サブバンドの量子化エネルギーをＥｘ、
その波動函数をφ１ｎとするとき、ＡＤＱＷＳの構造は
、その波動函数と固有エネルギーが次の如き性質を持つ
様な組成や厚さになっている（これをシュタルク結合（
Ｓｔａｒｋ ｃｏｕｐｌ ｉ ｎｇ）の条件と呼ぶこ
とにする）。
（１）上記ｎ型領域とｎ型領域の間に印加される逆バイ
アス電界Ｆが小さいときは、伝導帯の基底サブバンドの
波動函数φ、は主として井戸ａの方に大きな振幅を持つ
（第２図（ａ））。
アス電界Ｆが小さいときは、伝導帯の基底サブバンドの
波動函数φ、は主として井戸ａの方に大きな振幅を持つ
（第２図（ａ））。
（２）逆バイアス電界Ｆを数十ないし数百ＫＶ／ｃｍ程
度の大きさに増すときは、伝導帯の基底サブバンドの波
動函数φ１は主として井戸すの方に大きな振幅を持つ（
第２図（Ｃ））。
度の大きさに増すときは、伝導帯の基底サブバンドの波
動函数φ１は主として井戸すの方に大きな振幅を持つ（
第２図（Ｃ））。
（３）逆バイアス電界Ｆが上記の大きさの範囲（すなわ
ち数十ないし数百Ｋ Ｖ ／ ｃ ｍ程度以下）にある
とき、このＦの大きさに係わらず、価電子帯の基底サブ
バンドの波動函数φ♂は主として井戸ａの方に大きな振
幅を持つ（第２図（ａ）、（ｂ）、（ｃ））。
ち数十ないし数百Ｋ Ｖ ／ ｃ ｍ程度以下）にある
とき、このＦの大きさに係わらず、価電子帯の基底サブ
バンドの波動函数φ♂は主として井戸ａの方に大きな振
幅を持つ（第２図（ａ）、（ｂ）、（ｃ））。
（４）伝導帯の第２サブバンドの量子化エネルギーＥ、
と同じく基底サブバンドの量子化エネルギーＥ１の差Ｅ
ｍ Ｅ 、の値は逆バイアス電界Ｆの大きさによっ
て変化するが、このＦが上記の範囲にあるときのＥ、−
Ｅ、の値の小値は、散乱によるブロードニング（ｂｒｏ
ａｄｅｎＬｎｇ）の幅「よりも大きい。
と同じく基底サブバンドの量子化エネルギーＥ１の差Ｅ
ｍ Ｅ 、の値は逆バイアス電界Ｆの大きさによっ
て変化するが、このＦが上記の範囲にあるときのＥ、−
Ｅ、の値の小値は、散乱によるブロードニング（ｂｒｏ
ａｄｅｎＬｎｇ）の幅「よりも大きい。
（５）逆バイアス電界Ｆを印加するに従って、井戸Ｈの
方に大きな振幅を持つ状態と井戸すの方に大きな振幅を
持つ状態とが混ざり合うので（これをシュタルク結合と
結ぶ、上記差Ｅ ＊ Ｅ ＋が最小になる様な逆バイ
アス電界Ｆを印加したときに、この混ざり合いは最大に
なり、このときのＦの値Ｆｍを最大結合電界（ｍａｘｉ
ｍａｌ−ｃｏｕｐｌｉｇ ｆｉｅｌｄ）と呼ぶ、）、
上記差Ｅ、−Ｅ、の値の最小値はＯでなく有限にある（
第２図（ｂ））。
方に大きな振幅を持つ状態と井戸すの方に大きな振幅を
持つ状態とが混ざり合うので（これをシュタルク結合と
結ぶ、上記差Ｅ ＊ Ｅ ＋が最小になる様な逆バイ
アス電界Ｆを印加したときに、この混ざり合いは最大に
なり、このときのＦの値Ｆｍを最大結合電界（ｍａｘｉ
ｍａｌ−ｃｏｕｐｌｉｇ ｆｉｅｌｄ）と呼ぶ、）、
上記差Ｅ、−Ｅ、の値の最小値はＯでなく有限にある（
第２図（ｂ））。
本発明による半導体光素子は、上記構成の記載において
符号の定義以外の部分の「伝導帯」と「価電子帯」を全
て入れ換え、且つ「ｐ型」と「ｎ型」を全て入れ換えた
構成のものでも良い、また、上記構成のＡＤＱＷＳを複
数個設けた構成でも良い、更に上記構成の半導体光素子
に、前記ｐ空領域とｎ型領域の間に逆バイアス電界Ｆを
印加する手段を加えた構成にしても良い。
符号の定義以外の部分の「伝導帯」と「価電子帯」を全
て入れ換え、且つ「ｐ型」と「ｎ型」を全て入れ換えた
構成のものでも良い、また、上記構成のＡＤＱＷＳを複
数個設けた構成でも良い、更に上記構成の半導体光素子
に、前記ｐ空領域とｎ型領域の間に逆バイアス電界Ｆを
印加する手段を加えた構成にしても良い。
上記構成を有することにより、従来よりも高効率の光変
調や光双安定動作が得られる特性を有する半導体光素子
に、上記最大結合電界Ｆヨと同程度の大きさの逆バイア
ス電界を印加して、上記ＡＤＱＷＳの吸収スペクトルの
吸収端近傍の光子エネルギーを持つ光をこの半導体光素
子に入射させる半導体光素子の使い方も本発明の対称で
ある（第１Ｏ図のＭＱＷを本発明のＡＤＱＷＳに置き換
えた使い方は一例である）。
調や光双安定動作が得られる特性を有する半導体光素子
に、上記最大結合電界Ｆヨと同程度の大きさの逆バイア
ス電界を印加して、上記ＡＤＱＷＳの吸収スペクトルの
吸収端近傍の光子エネルギーを持つ光をこの半導体光素
子に入射させる半導体光素子の使い方も本発明の対称で
ある（第１Ｏ図のＭＱＷを本発明のＡＤＱＷＳに置き換
えた使い方は一例である）。
［作用ｊ
以上の条件を満たすＡＤＱＷＳの波動函数を第２図（ａ
）、（ｂ）、（ｃ）に、その量子準位ないし量子化エネ
ルギーを第３図に模式的に示す、第３図で、点線は、仮
に、ＡＤＱＷＳの２つの井戸ａ、ｂの間のバリアーＣの
高さが無限大であるとしたときの電子の量子準位Ｅａｓ
Ｅｌｌと正孔の量子準位Ｅ、１ｎ、Ｅ１ｎを模式的に示
す。
）、（ｂ）、（ｃ）に、その量子準位ないし量子化エネ
ルギーを第３図に模式的に示す、第３図で、点線は、仮
に、ＡＤＱＷＳの２つの井戸ａ、ｂの間のバリアーＣの
高さが無限大であるとしたときの電子の量子準位Ｅａｓ
Ｅｌｌと正孔の量子準位Ｅ、１ｎ、Ｅ１ｎを模式的に示
す。
第２図、第３図の振舞は次の様な考察から理解できる。
仮に、ＡＤＱＷＳの２つの井戸ａ％ｂの間のバリアーＣ
の高さが無限大であるとしたときの電子の量子準位Ｅ−
１Ｅｂに対応する波動函数をφ、、φゎ、正札の量子準
位Ｅ、″、Ｅｂ″′に対応する波動函数をφ１．φｔと
する先ず、電子の量子状態を考えると、逆バイアス電界
Ｆ＝Ｏのときは、φ、〜φ１．φ２〜φ５であり（第２
図（ａ））、Ｅ、−Ｅ。
の高さが無限大であるとしたときの電子の量子準位Ｅ−
１Ｅｂに対応する波動函数をφ、、φゎ、正札の量子準
位Ｅ、″、Ｅｂ″′に対応する波動函数をφ１．φｔと
する先ず、電子の量子状態を考えると、逆バイアス電界
Ｆ＝Ｏのときは、φ、〜φ１．φ２〜φ５であり（第２
図（ａ））、Ｅ、−Ｅ。
、Ｅ２〜Ｅ、である（第３図）。
逆バイアス電界Ｆを増してゆくと、井戸すの方が井戸ａ
よりも電子に対する静電ポテンシャルが低くなるので、
Ｅ、はＥ、に近付いていく（第３図）０個々の井戸ａ、
ｂ内での量子閉じ込めシュタルク効果によるレッドシフ
ト（ｒｅｄ ｓｈ ｉ ｆ１、量子準位が低エネルギ
ー側にシフトすること）は、これより小さいのであまり
重要でない。このとき、実際の波動函数は、バリアーＣ
が有限である為にφ１にはφゎの成分が混じってくるし
く１’！２図（ｂ））、逆にφ、にはφ、の成分が混じ
ってくる（第２図（ｂ））、この混合により、ＥｔはＥ
、より小さくなり、Ｅ２はＥゎより大きくなる（第３図
）、そして、Ｅ、〜Ｅ、となる位の電界（Ｆ＝Ｆｍ）を
かけると、基底サブバンドの波動函数φ１〜（φ、＋φ
、）／Ｊ２、第２サブバンドの波動函数φ２〜（φ、−
φよ）／Ｊ２の様に、φ、とφ。とをほぼ等型温ぜたも
のになる（第２図（ｂ））、このとき、Ｅ、−Ｅ、は最
小になる（第３図）。
よりも電子に対する静電ポテンシャルが低くなるので、
Ｅ、はＥ、に近付いていく（第３図）０個々の井戸ａ、
ｂ内での量子閉じ込めシュタルク効果によるレッドシフ
ト（ｒｅｄ ｓｈ ｉ ｆ１、量子準位が低エネルギ
ー側にシフトすること）は、これより小さいのであまり
重要でない。このとき、実際の波動函数は、バリアーＣ
が有限である為にφ１にはφゎの成分が混じってくるし
く１’！２図（ｂ））、逆にφ、にはφ、の成分が混じ
ってくる（第２図（ｂ））、この混合により、ＥｔはＥ
、より小さくなり、Ｅ２はＥゎより大きくなる（第３図
）、そして、Ｅ、〜Ｅ、となる位の電界（Ｆ＝Ｆｍ）を
かけると、基底サブバンドの波動函数φ１〜（φ、＋φ
、）／Ｊ２、第２サブバンドの波動函数φ２〜（φ、−
φよ）／Ｊ２の様に、φ、とφ。とをほぼ等型温ぜたも
のになる（第２図（ｂ））、このとき、Ｅ、−Ｅ、は最
小になる（第３図）。
更にＦを増してゆくと、φ、はφゎの成分の方が多くな
り、φ２はφ、の成分の方が多くなる（第２図（Ｃ））
。その結果、ＥｌはＥ、に近付き、Ｅ、はＥ、に近付い
て行く（第３図）。
り、φ２はφ、の成分の方が多くなる（第２図（Ｃ））
。その結果、ＥｌはＥ、に近付き、Ｅ、はＥ、に近付い
て行く（第３図）。
これに対して、正孔の量子状態は、Ｅ １ｎとＥ ｂｈ
がＦを増すほど離れて行くので、基底サブバンドについ
ては電子の場合の様な混合は殆ど起こらない（第２図、
第３図）、即ち、Ｆの大きさに依らずにφ１ｈ〜φ、″
であり、Ｅｈ、Ｈ，ｔ″である。正札の第２サブバンド
の方は、Ｆｍ０ではφ８″〜φｍ５Ｅ１ｎ〜ＥＩｌ″′
であるが、Ｆを増すに従って、井戸ａの第２＄位φ、″
に移っていく。
がＦを増すほど離れて行くので、基底サブバンドについ
ては電子の場合の様な混合は殆ど起こらない（第２図、
第３図）、即ち、Ｆの大きさに依らずにφ１ｈ〜φ、″
であり、Ｅｈ、Ｈ，ｔ″である。正札の第２サブバンド
の方は、Ｆｍ０ではφ８″〜φｍ５Ｅ１ｎ〜ＥＩｌ″′
であるが、Ｆを増すに従って、井戸ａの第２＄位φ、″
に移っていく。
以上の第２図、第３図の説明から、吸収端での吸収スペ
クトルのＦ依存性が次の様にして分かる。
クトルのＦ依存性が次の様にして分かる。
先ず、電子についてＥ、＜Ｅｂ 、正孔についてＥＭ″
′＜Ｅ１、＋１であるので、吸収端はｔω〜Ｅａ’＋Ｅ
ａ ＋Ｅａ’辺りにあり、φ１ｎからφ。
′＜Ｅ１、＋１であるので、吸収端はｔω〜Ｅａ’＋Ｅ
ａ ＋Ｅａ’辺りにあり、φ１ｎからφ。
への遷移が効（。φＩ″〜φ１ｎなので、価電子帯は基
底サブバンドのφ−だけを考えれば良く、他方、伝導帯
は基底サブバンドのφ１ｎ、第２サブバンドのφ、の両
方にφ、の成分が入っているので、両方の状態を考える
必要がある（第２図）。
底サブバンドのφ−だけを考えれば良く、他方、伝導帯
は基底サブバンドのφ１ｎ、第２サブバンドのφ、の両
方にφ、の成分が入っているので、両方の状態を考える
必要がある（第２図）。
価電子帯の第２サブバンドφ、″のかかわる遷移はエネ
ルギー的にこれより高いか、若しくは、振動子強度が小
さいので、効いてこない。これは、今まで述べた様な条
件を満たすＡＤＱＷＳであれば大抵その様になるが、応
、ＡＤＱＷＳの構造を設計する時には、それを確認して
おくと良い。
ルギー的にこれより高いか、若しくは、振動子強度が小
さいので、効いてこない。これは、今まで述べた様な条
件を満たすＡＤＱＷＳであれば大抵その様になるが、応
、ＡＤＱＷＳの構造を設計する時には、それを確認して
おくと良い。
第２図に沿って説明したφ１ｎ、φ、の振舞及びφ−０
とφ墨、φ２の重なりの程度から、価電子帯の基底サブ
バンドのφ１ｈから伝導帯の基底サブバンドのφ１ｎ、
第２サブバンドのφ２への遷移の振動子強度は、第４図
の様になることが判る（波動函数の重なりの程度が大き
い程、遷移強度は大きくなる）、これと第３図を合わせ
ると、Ｆを変化させたときの吸収スペクトルは第５図の
様になることが判る。
とφ墨、φ２の重なりの程度から、価電子帯の基底サブ
バンドのφ１ｈから伝導帯の基底サブバンドのφ１ｎ、
第２サブバンドのφ２への遷移の振動子強度は、第４図
の様になることが判る（波動函数の重なりの程度が大き
い程、遷移強度は大きくなる）、これと第３図を合わせ
ると、Ｆを変化させたときの吸収スペクトルは第５図の
様になることが判る。
即ち、第５図において、ＦｍＯのとき（実線で示す）、
φＩ”（Ｅ１ｎ）からφ１ （Ｅｌ）への遷移が大きく
効いて吸収スペクトルは大きく立ち上がり、これより高
い光子エネルギーｆｔωのところでφ１ｎ（Ｅ、″）か
らφオ （Ｅ、）への遷移が更に少し効いて小さな段状
の吸収の増加がある。Ｆ＝Ｆｍのとき（実線に黒点を付
した線）％初めφ１ｎ（Ｅ１ｎ）からφ（Ｅ、）への遷
移が中位に効いて吸収スペクトルは中位に立ち上がり、
これより高い光子エネルギーのところでφ１ｎ（Ｅ１ｎ
）からφ（Ｅ２）への遷移が更に中位に効いて同じく中
位の段状の吸収の増加がある。Ｆ＞Ｆｍのとき（実線に
×印を付したものと実線に三角印を付したもの）、初め
φ１ｎ（Ｅ、″）からφ、（Ｅ、）への遷移が少し効い
て吸収スペクトルは小さく立ち上がり、これより高い光
子エネルギーのところでφ１ｎ（Ｅ１ｎ）からφ（Ｅ２
）への遷移が更に大きく効いて大きな段状の吸収の増加
がある。吸収端及び段状部の光子エネルギーの変化は、
第３図におけるＥ、″とＥｌ 、Ｅｘとのエネルギー差
に対応している。
φＩ”（Ｅ１ｎ）からφ１ （Ｅｌ）への遷移が大きく
効いて吸収スペクトルは大きく立ち上がり、これより高
い光子エネルギーｆｔωのところでφ１ｎ（Ｅ、″）か
らφオ （Ｅ、）への遷移が更に少し効いて小さな段状
の吸収の増加がある。Ｆ＝Ｆｍのとき（実線に黒点を付
した線）％初めφ１ｎ（Ｅ１ｎ）からφ（Ｅ、）への遷
移が中位に効いて吸収スペクトルは中位に立ち上がり、
これより高い光子エネルギーのところでφ１ｎ（Ｅ１ｎ
）からφ（Ｅ２）への遷移が更に中位に効いて同じく中
位の段状の吸収の増加がある。Ｆ＞Ｆｍのとき（実線に
×印を付したものと実線に三角印を付したもの）、初め
φ１ｎ（Ｅ、″）からφ、（Ｅ、）への遷移が少し効い
て吸収スペクトルは小さく立ち上がり、これより高い光
子エネルギーのところでφ１ｎ（Ｅ１ｎ）からφ（Ｅ２
）への遷移が更に大きく効いて大きな段状の吸収の増加
がある。吸収端及び段状部の光子エネルギーの変化は、
第３図におけるＥ、″とＥｌ 、Ｅｘとのエネルギー差
に対応している。
そこで、第５図の矢印のところの光子エネルギー（５ω
１）を持つ光に対する吸収係数α（ω１）のＦ依存性を
プロットすると（破線が各吸収スペクトルと交わるとこ
ろのαを見る）、第６図の様になり、従来例である第１
２図に比べて極め大きな変化が得られることが判る。
１）を持つ光に対する吸収係数α（ω１）のＦ依存性を
プロットすると（破線が各吸収スペクトルと交わるとこ
ろのαを見る）、第６図の様になり、従来例である第１
２図に比べて極め大きな変化が得られることが判る。
［実施例］
ＧａＡｓ／ＡｌＧａＡｓを用いたＡＤＱＷＳを有する半
導体光素子の例を述べる。数値計算の結果、第７図に示
す構造のＡＤＱＷＳがよい特性を示す構造の１つである
ことが判った。ここにおいてＸはＡＩｇＧａ＋−ｘＡｓ
におけるＸの値を示す。
導体光素子の例を述べる。数値計算の結果、第７図に示
す構造のＡＤＱＷＳがよい特性を示す構造の１つである
ことが判った。ここにおいてＸはＡＩｇＧａ＋−ｘＡｓ
におけるＸの値を示す。
上記数値計算により、所望の波動函数やエネルギー準位
を持つＡＤＱＷＳの構造を決定するのであるが、この計
算には、例えば中村他、ＩＥＥＥ Ｊ、Ｑｕａｎｔｕ
ｍ Ｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｓ、ＱＥ−２９（１９８９
）８８９に述べられている方法を用いれば良い、その様
にして数値的に得られた特性と、実際に作成したものの
特性が良く一致することは、様々な量子井戸での検証に
よって裏付けられている。このＩＩＩＩ造のＡＤＱＷを
結晶成長させるには、ＭＢＥ法（分子線エピタキシャル
ｌ去）やＭＯＣＶＤ法（有機金ｇ熱分解法）を用いて容
易にできる。逆バイアス電界印加用の電極を作成するの
は従来例と全く同様の仕方で行なえば良い、これらにつ
いては最近１５年分程のＡｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉ
ｃｓ ＬｅｔｔｅｒｓやＩＥＥＥ Ｊｏｕｒｎａｌ
ｏｆ Ｑｕａｎｔｕｍ Ｅｌｅｃｔｒｏｎｆｃ
ｓを参照すれば容易に判るので、詳しい説明は省略する
。
を持つＡＤＱＷＳの構造を決定するのであるが、この計
算には、例えば中村他、ＩＥＥＥ Ｊ、Ｑｕａｎｔｕ
ｍ Ｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｓ、ＱＥ−２９（１９８９
）８８９に述べられている方法を用いれば良い、その様
にして数値的に得られた特性と、実際に作成したものの
特性が良く一致することは、様々な量子井戸での検証に
よって裏付けられている。このＩＩＩＩ造のＡＤＱＷを
結晶成長させるには、ＭＢＥ法（分子線エピタキシャル
ｌ去）やＭＯＣＶＤ法（有機金ｇ熱分解法）を用いて容
易にできる。逆バイアス電界印加用の電極を作成するの
は従来例と全く同様の仕方で行なえば良い、これらにつ
いては最近１５年分程のＡｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉ
ｃｓ ＬｅｔｔｅｒｓやＩＥＥＥ Ｊｏｕｒｎａｌ
ｏｆ Ｑｕａｎｔｕｍ Ｅｌｅｃｔｒｏｎｆｃ
ｓを参照すれば容易に判るので、詳しい説明は省略する
。
以上の構造のＡＤＱＷＳに、ガω１＝Ｅ０＋１６０ｍｅ
Ｖなる光子エネルギーを持つ光を入射したときの吸収係
Ｆ［ａ（ω、）のＦ依存性を第８図に示す。従来例の第
１２図と比べて、この実施例の吸収係数が極めて大きく
変化することが分かる。
Ｖなる光子エネルギーを持つ光を入射したときの吸収係
Ｆ［ａ（ω、）のＦ依存性を第８図に示す。従来例の第
１２図と比べて、この実施例の吸収係数が極めて大きく
変化することが分かる。
尚、半導体はＡ Ｉ Ｇ ａ Ａ ｓ ｉＬ：限られる
訳ではなく、ＩｎＧａＡｓＰとか、ＺｎＳ、ＺｎＴｅと
か、ＣｄＳ、Ｃｕｃ、等でも良い。
訳ではなく、ＩｎＧａＡｓＰとか、ＺｎＳ、ＺｎＴｅと
か、ＣｄＳ、Ｃｕｃ、等でも良い。
また、ＡＤＱＷＳの形状も、第１図や第７図に示した様
な矩形である必要はなく、組成が連続的に変化する構造
でも良い、特に、バリアーＣの形状は、例えば三角にな
っても良いし、極端な例としては、全く無くしてしまっ
ても、井戸ａ、ｂが異なれば所望の特性が得られる場合
もある。
な矩形である必要はなく、組成が連続的に変化する構造
でも良い、特に、バリアーＣの形状は、例えば三角にな
っても良いし、極端な例としては、全く無くしてしまっ
ても、井戸ａ、ｂが異なれば所望の特性が得られる場合
もある。
ところで１以上の説明では、他の価電子帯や伝場帯にか
かわる吸収は、注目している光子エネルギー付近には現
われないと仮定しているが、それは次の様にして実現で
きる。
かわる吸収は、注目している光子エネルギー付近には現
われないと仮定しているが、それは次の様にして実現で
きる。
ＧａＡｓを例に取ると、バルク結晶では２つの価電子帯
が１点で縮退して存在するが、量子井戸ではこの縮退が
取れる。即ち、基底量子準位Ｅ１ｎ１が、重い正孔帯と
軽い正孔帯とで異なる。それを、夫々、Ｅ 、１１１１
、 ）： 、 １ｎと書くと、Ｅ ＋ ” （Ｅ ｌ
’ ”であるので上記光子エネルギー負ωを五ω＜Ｅ（
１”＋Ｅ、 ＋Ｅ１１ｈになる様に設定すれば、軽い正
孔帯の寄与は第４図の特性に影響を及ぼさない、従って
。
が１点で縮退して存在するが、量子井戸ではこの縮退が
取れる。即ち、基底量子準位Ｅ１ｎ１が、重い正孔帯と
軽い正孔帯とで異なる。それを、夫々、Ｅ 、１１１１
、 ）： 、 １ｎと書くと、Ｅ ＋ ” （Ｅ ｌ
’ ”であるので上記光子エネルギー負ωを五ω＜Ｅ（
１”＋Ｅ、 ＋Ｅ１１ｈになる様に設定すれば、軽い正
孔帯の寄与は第４図の特性に影響を及ぼさない、従って
。
その場合、上述の説明は、価電子帯は重い正孔帯である
とすれば全て成立することになる、また、入射させる光
の偏光の向きを量子井戸の層に垂直にすると１重い正孔
帯による吸収はなくなるので（波動函数の形による）。
とすれば全て成立することになる、また、入射させる光
の偏光の向きを量子井戸の層に垂直にすると１重い正孔
帯による吸収はなくなるので（波動函数の形による）。
その場合、上の議論は、価電子帯は軽い正孔帯であると
すれば全て成立する。
すれば全て成立する。
また、以上の説明では、数社により吸収スペクトルがな
らされるブロードニングの効果を入れていないが、ブロ
ードニングの幅をＦとしたときに、上記差Ｅ、−Ｅ、が
Ｆより大きくなる様に設定すれば第６図や第８図の特性
は左程劣化、しない。
らされるブロードニングの効果を入れていないが、ブロ
ードニングの幅をＦとしたときに、上記差Ｅ、−Ｅ、が
Ｆより大きくなる様に設定すれば第６図や第８図の特性
は左程劣化、しない。
更に１以上の説明では、励起子の効果を入れていないが
、これは階段状の吸収スペクトルの端にピークを作るの
で、特性をより向上させることになる。その場合、上の
説明の全てのＥｏ”＋Ｅ＋ ＋ＥＪ”（１、ｊ＝１．２
）は励起子の束縛エネルギーを差し引いたものに置き換
える。
、これは階段状の吸収スペクトルの端にピークを作るの
で、特性をより向上させることになる。その場合、上の
説明の全てのＥｏ”＋Ｅ＋ ＋ＥＪ”（１、ｊ＝１．２
）は励起子の束縛エネルギーを差し引いたものに置き換
える。
［発明の効果］
以上説明した様に、本発明の半導体光素子では、逆バイ
アス電界の印加によってα（ω、）が従来例より大きく
変化する。しかも、従来例の様に２つの励起子吸収のピ
ークに頼らなくてもそうした特性が得られることから（
１）光双安定素子等への応用上望ましい、大きな凹みを
持った特性が得られる。
アス電界の印加によってα（ω、）が従来例より大きく
変化する。しかも、従来例の様に２つの励起子吸収のピ
ークに頼らなくてもそうした特性が得られることから（
１）光双安定素子等への応用上望ましい、大きな凹みを
持った特性が得られる。
（２）注目する光子エネルギー五ω１を狭い励起子吸収
ピークに性格に合わせる必要がない。
ピークに性格に合わせる必要がない。
（３１ＣＩＩＣＩのような価電子帯の頂上付近が縮退し
ていない半導体の量子井戸でも凹みが得られる。
ていない半導体の量子井戸でも凹みが得られる。
（４）温室励起子が得られない半導体で６、良好な特性
が得られる。
が得られる。
こうして、従来よりも高効率の光変調や光双安定動作が
得られる特性を有する半導体光素子が得られる。
得られる特性を有する半導体光素子が得られる。
上記の説明で「伝専帯」と「価電子帯」を入れ換え、且
つ「ｐ型」と「ｎ型」を入れ換えた構造のものも、同様
な特性が得られ、同様な効果を奏する。
つ「ｐ型」と「ｎ型」を入れ換えた構造のものも、同様
な特性が得られ、同様な効果を奏する。
また、上記ＡＤＱＷＳを複数個設けたｍ造のものでは、
入射光が全てのＡＤＱＷＳからの吸収を受けるので特性
がより向上する。
入射光が全てのＡＤＱＷＳからの吸収を受けるので特性
がより向上する。
第１図は本発明のＡＤＱＷＳのバンドの模式図、第２図
は本発明のＡＤＱＷＳの中の波動函数の模式図であり（
ａ）はＦｍ０、（ｂ）はＦ ＝ Ｆ ｍ、（ｃ）はＦ＞
Ｆｍの場合を示し、第３図は本発明のＡＤＱＷＳの中の
量子化エネルギーのＦ依存性を示す模式図、第４図は本
発明のＡＤＱＷＳの中の遷移の振動子強度の模式図、第
５図は本発明のＡＤＱＷＳの吸収スペクトルの模式図、
第６図は第５図の矢印の光子エネルギーを持つ光に対す
る吸収係数のＦ依存性を示す模式図、第７図は本発明の
実施例に用いたＡＤＱＷＳの構造を示すバンド図、第８
図は第７図のＡＤＱＷＳを用いた半導体光素子で得られ
る、吸収係数のＦ依存性を示す図、第９図は従来の半導
体光素子に用いられている通常のＭＱＷ構造を示す図、
第１０図は従来の半導体光素子の使い方の例を示す図、
第１１図はＦをパラメータとした従来例の吸収係数の光
子エネルギー依存性を示す図、第１２図は第１１図の矢
印の光子エネルギーを持つ光の吸収係数のＦ依存性を示
す図、第１３図は吸収係数のＦ依存性として、 理想的である特性の模式図である ａ・・・・・ｐ型領域に近い方の井戸、・・・・ｎ型領
域に近い方の井戸、Ｃ・・・バリアー ｂ ・
は本発明のＡＤＱＷＳの中の波動函数の模式図であり（
ａ）はＦｍ０、（ｂ）はＦ ＝ Ｆ ｍ、（ｃ）はＦ＞
Ｆｍの場合を示し、第３図は本発明のＡＤＱＷＳの中の
量子化エネルギーのＦ依存性を示す模式図、第４図は本
発明のＡＤＱＷＳの中の遷移の振動子強度の模式図、第
５図は本発明のＡＤＱＷＳの吸収スペクトルの模式図、
第６図は第５図の矢印の光子エネルギーを持つ光に対す
る吸収係数のＦ依存性を示す模式図、第７図は本発明の
実施例に用いたＡＤＱＷＳの構造を示すバンド図、第８
図は第７図のＡＤＱＷＳを用いた半導体光素子で得られ
る、吸収係数のＦ依存性を示す図、第９図は従来の半導
体光素子に用いられている通常のＭＱＷ構造を示す図、
第１０図は従来の半導体光素子の使い方の例を示す図、
第１１図はＦをパラメータとした従来例の吸収係数の光
子エネルギー依存性を示す図、第１２図は第１１図の矢
印の光子エネルギーを持つ光の吸収係数のＦ依存性を示
す図、第１３図は吸収係数のＦ依存性として、 理想的である特性の模式図である ａ・・・・・ｐ型領域に近い方の井戸、・・・・ｎ型領
域に近い方の井戸、Ｃ・・・バリアー ｂ ・
Claims (1)
- 【特許請求の範囲】 １、ｐ型領域とｎ型領域の間に異なる２つの量子井戸（
ＡＤＱＷＳ）が近接して設けられ、このＡＤＱＷＳの上
記ｐ型領域に近い方の井戸をａ、ｎ型領域に近い方の井
戸をｂ、夫々のバンドギャップをＥ＿Ｇ＾ａ、Ｅ＿Ｇ＾
ｂ、両井戸ａ、ｂ間のバリアーをｃ、伝導帯の基底サブ
バンドの量子化エネルギー（伝導帯ａの底から上向きに
測る）をＥ＿１、その波動函数をφ＿１、第２サブバン
ドの量子化エネルギーをＥ＿２、その波動函数をφ＿２
、価電子帯の基底サブバンドの量子化エネルギー（価電
子帯の頂上から下向きに測る）をＥ＿１＾ｎ、その波動
函数をφ＿１＾ｎ、第２サブバンドの量子化エネルギー
をＥ＿２＾ｎ、その波動函数をφ＿２＾ｎとするとき、
ＡＤＱＷＳの構造は、その波動函数と固有エネルギーが
次の如き性質を持つ様な組成や厚さになっていることを
特徴とする半導体光素子。 上記ｐ型領域とｎ型領域の間に印加される 逆バイアス電界Ｆが小さいときは、伝導帯の基底サブバ
ンドの波動函数φ＿１は主として井戸ａの方に大きな振
幅を持つ。 逆バイアス電界Ｆを数十ないし数百ＫＶ／ ｃｍ程度の大きさに増すときは、伝導帯の基底サブバン
ドの波動函数φ＿１は主として井戸ｂの方に大きな振幅
を持つ。 逆バイアス電界Ｆが上記の大きさの範囲（ すなわち数十ないし数百ＫＶ／ｃｍ程度以下）にあると
き、このＦの大きさに係わらず、価電子帯の基底サブバ
ンドの波動函数φ＿１＾ｎは主として井戸ａの方に大き
な振幅を持つ。 伝導帯の第２サブバンドの量子化エネルギ ーＥ＿２と同じく基底サブバンドの量子化エネルギーＥ
＿１の差Ｅ＿２−Ｅ＿１の値は逆バイアス電界Ｆの大き
さによって変化するが、このＦが上記の範囲にあるとき
のＥ＿２−Ｅ＿１の値の最小値は、散乱によるブロード
ニングの幅Γよりも大きい。 逆バイアス電界Ｆを印加するに従って、井 戸ａの方に大きな振幅を持つ状態と井戸ｂの方に大きな
振幅を持つ状態とが混じり合って上記差Ｅ＿２−Ｅ＿１
の値の最小値は０ではない有限値になる。 ２、ｐ型領域とｎ型領域の間に異なる２つの量子井戸（
ＡＤＱＷＳ）が近接して設けられ、このＡＤＱＷＳの上
記ｎ型領域に近い方の井戸をａ、ｐ型領域に近い方の井
戸をｂ、夫々のバンドギャップをＥ＿Ｇ＾ａ、Ｅ＿Ｇ＾
ｂ、両井戸ａ、ｂ間のバリアーをｃ、伝導帯の基底サブ
バンドの量子化エネルギー（伝導帯ａの底から上向きに
測る）をＥ＿１、その波動函数をφ＿１、第２サブバン
ドの量子化エネルギーをＥ＿２、その波動函数をφ＿２
、価電子帯の基底サブバンドの量子化エネルギー（価電
子帯の頂上から下向きに測る）をＥ＿１＾ｎ、その波動
函数をφ＿１＾ｎ、第２サブバンドの量子化エネルギー
をＥ＿２＾ｎ、その波動函数をφ＿２＾ｎとするとき、
ＡＤＱＷＳの構造は、その波動函数と固有エネルギーが
次の如き性質を持つ様な組成や厚さになっていることを
特徴とする半導体光素子。 上記ｐ型領域とｎ型領域の間に印加される 逆バイアス電界Ｆが小さいときは、価電子帯の基底サブ
バンドの波動函数φ＿１＾ｎは主として井戸のａの方に
大きな振幅を持つ。 逆バイアス電界Ｆを数十ないし数百ＫＶ／ ｃｍ程度の大きさに増すときは、価電子帯の基底サブバ
ンドの波動函数φ＿１＾ｎは主として井戸ｂの方に大き
な振幅を持つ。 逆バイアス電界Ｆが上記の大きさの範囲（ すなわち数十ないし数百ＫＶ／ｃｍ程度以下）にあると
き、このＦの大きさに係わらず、伝導帯の基底サブバン
ドの波動函数φ＿１は主として井戸ａの方に大きな振幅
を持つ。 価電導帯の第２サブバンドの量子化エネル ギーＥ＿２＾ｎと同じく基底サブバンドの量子化エネル
ギーＥ＿１＾ｎの差Ｅ＿２＾ｎ−Ｅ＿１＾ｎの値は逆バ
イアス電界Ｆの大きさによって変化するが、このＦが上
記の範囲にあるときのＥ＿２＾ｎ−Ｅ＿１＾ｎの値の最
小値は、散乱によるブロードニングの幅Γよりも大きい
。 逆バイアス電解Ｆを印加するに従って、井 戸ａの方に大きな振幅を持つ状態と井戸ｂの方に大きな
振幅を持つ状態とが混じり合って、上記Ｅ＿２＾ｎ−Ｅ
＿１＾ｎの値の最小値は０ではない有限値になる。 ３、上記構造のＡＤＱＷＳを複数個設けた請求項１又は
２記載の半導体光素子。 ４、請求項１、２又は３記載の半導体光素子に、最大結
合電界と同程度の大きさの電界を印化して、ＡＤＱＷＳ
の吸収端近傍の光子エネルギーを持つ光を半導体光素子
に入射させることを特徴とする半導体光素子の使用方法
。
Priority Applications (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP1319723A JP2864462B2 (ja) | 1989-12-08 | 1989-12-08 | 半導体光素子及びその使用方法 |
Applications Claiming Priority (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP1319723A JP2864462B2 (ja) | 1989-12-08 | 1989-12-08 | 半導体光素子及びその使用方法 |
Publications (2)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPH03179428A true JPH03179428A (ja) | 1991-08-05 |
| JP2864462B2 JP2864462B2 (ja) | 1999-03-03 |
Family
ID=18113453
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP1319723A Expired - Fee Related JP2864462B2 (ja) | 1989-12-08 | 1989-12-08 | 半導体光素子及びその使用方法 |
Country Status (1)
| Country | Link |
|---|---|
| JP (1) | JP2864462B2 (ja) |
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| JPH0195323A (ja) * | 1987-10-08 | 1989-04-13 | Asahi Chem Ind Co Ltd | 音声入力装置 |
| JPH01187733A (ja) * | 1988-01-22 | 1989-07-27 | Hitachi Ltd | 受像管のマグネット駆動装置 |
| JPH01232212A (ja) * | 1988-03-11 | 1989-09-18 | Mitsubishi Electric Corp | 変位測定装置 |
| WO1989009425A2 (en) * | 1988-03-24 | 1989-10-05 | Martin Marietta Corporation | Electro-optic quantum well device |
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1989
- 1989-12-08 JP JP1319723A patent/JP2864462B2/ja not_active Expired - Fee Related
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| JP2864462B2 (ja) | 1999-03-03 |
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