JPH04505674A - 電界誘導量子井戸導波路 - 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】 電界誘導量子井戸導波路 艮土分匠 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。

宜量及五 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０例えば光フア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、各プロセンサ間 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０強誘電体は、強い線形 電気光学的効果と可視・近赤外画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−Ｚｅｎ ｄｅｒ干渉計が含まれる。

電圧誘導光導波路変調器は、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（電圧誘導光導波路（ ”Ｖｏｌｔａｇｅ−Ｉｎｄｕｃｅｄ　０ｐｔｉｃａｌ　Ｗａｖｅｇｕｉｄｅ″） 、応用物理レターズ（Ａｐｐｌｉｅｄ　Ｐｈｙｓｉｃｓ　Ｌｅｔｔｅｒｓ）　、 第１９巻、第５号、１２８〜１３０頁、１９７１年）、シかしながら、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（ＬｉＮｂＯｓ）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０例えば、ガリウム砒素（Ｇ　ａ　Ａ　ｓ）、アルミニウムーガリウム−砒化 物（ＡＩＫ　Ｇａｒ−＊　Ａｓ）及び四元系化合物のアルミニウムーガリウム− インジウム−砒化物（ＡＩＸ　Ｇａｒ−ｘ　）ｙ　Ｉ　ｎ＋−ｙ　Ａｓ）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、ＧａＡ ＳやＡ１１ｌ　Ｇａｒ−ｘ　Ａｓ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 ャリヤ吸収の結果に由来する。ｐ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ＬｉＮｂ０．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。

又ＩＦバ４丞 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、横方向閉込め型先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、横方向閉込め型先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先導波路を提供 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先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（ＱＣ ５Ｅ：ｑｕａｎｔｕｍ−ｃｏｎｆｉｎｅｄ　５ｔａｒｋ　Ｅｆｆｅｃｔ）を利用 する。ＱＣ３Ｅ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。

ＱＣ３Ｈ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ＱＣ３Ｅ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。ＱＣ３Ｅ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ＱＣ３Ｈ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、−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ＱＣ３Ｅ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 ＱＣ３Ｅ特性は、ＱＣ３Ｅ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、上記導波路の成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、光電子工学的デバイスを製造することができる０例えば、上記導波路は二 つの光フア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ＱＣ３Ｅ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０例えば、上記線形電気光学的効果と は異なって、ＱＣ３Ｅ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ＱＣ３Ｅ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ＱＣ３Ｅ 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両クラツディン グによって閉込められている。

厘Ｉぶ」１１【１肌 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 であるが、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ＱＣ３Ｈ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 であるが、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５０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（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０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個物 とを含むことを意図している。

た　の　の 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−及び第二のクラツディング領域１５．１７の間に 挟まれている０本発明の説明を容易にするために、上記クラツディング及びコア 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。

二の成長は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、上記クラツディング領域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、各クラツディ ング領域はＡ１．Ｇａｐ−ｘＡｓの単一層であっても、ＧａＡｓとＡ１．Ｇａ、 −ｘ　Ａｓ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ＡＩ、Ｇａｐ−、Ａｓ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、Ｈ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０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、クラツディング領域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・ クラツディング領域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、湿式化学的エツチング又はイオン・ビーム・スパッタリング・エツチン 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 ツディング領域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・クラツディング領域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 ってエツチングを行った。

上記コア領域２７のアルミニウム成分濃度は上記クラツディング領域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ツディング領域 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（２ 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輪に沿って進 むとすると、上記導波路２１の構造は横方向（１輪）において修正する必要があ る０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・クラツディン グ領域２５から区域２０を除去し且つ、このクラツディング領域２５を部分的に 食い込んでエツチングしてリブ３１の輪郭を定めることにより行われる。上記ク ラツディング領域２５を食い込んで横方向エツ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の近傍のエツ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０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・ンセント電界３ ０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（の場合単一モードで作動する。成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、エツチング速度を慎重に検定する必要があり、またこ のエツチング速度はＡ　ｌｘ　Ｇａｐ−ｘ　Ａｓクラツディング領域２５内のア ルミニウム濃度Ｘの関数である。ＧａＡｓ／ＡＩ　ｘ　Ｇ　ａ　＋−＊　Ａ　ｓ 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ツチング技術である。こ のようなエツチング技術では傾斜した側壁が形成されるが、上記リブの幅はエン 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、タラッデイング内エツチングを行 うリアクティブ・イオンビーム・エツ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・エツチング法は湿式化学的エツチング 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（ ２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（人）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ンチ状に挟まれたー超薄層から成る。

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０例えば、上記量子井戸 はＡ　１　ｘ　Ｇ　ａ　Ｉ−Ｘ　Ａ　ｓ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２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 ．３３．３４．３５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（２軸）では−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０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０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（λ１）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（人）当り１０ミリボルト又は１０’Ｖ／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０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（ＱＣ３Ｅ）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ＡＩ 、Ｇａ、−アＡｓから成る。第二層３３は約１００人の厚みを持つＧａＡｓ層（ 量子井戸）である、第三層３４は１００人の厚みを持つＡｌｙＧａ＋□Ａｓ層で ある。第四層３５は１００人の厚みを持つ、もう一つのＧａＡｓ量子井戸である 。最後の層３６はＡＩ、Ｇａ＋−ｙＡｓから成る。ここで、アルミニウム濃度（ ｙ）は両クラツディング領域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Ａ１＊Ｇａ＋−ｍＡｓとＡ ｌアＧａ＋−アＡｓ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Ａ　Ｉ 　Ｘ　Ｇ　ａ　ｌ−ｘ　Ａ　ｓ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（２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ＱＣ３Ｅ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ＱＣ３Ｅ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ＱＣ３Ｅ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ンディング領域の結晶 成長方向（２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０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（２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ＱＣ３Ｅ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 ンディングの横方向エツチングのように、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ツチン 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 ランディング領域のエツ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ン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・クランディングは厚くしであるので、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 クラツディング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・クラツディング領域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１りの作用がリブ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４■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・クラツディング領域４５に対して僅少のエツ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、この僅少エツチングにより、以前 には横方向で閉込められて居なかったエバネンセント電界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、成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筒車 である。リブ４１を形成するための接触層６７のエツチングは、Ａ１ｘＧａＩ□ Ａｓタランディングには作用しないがＧａＡｓに優先的にエツチングを行うエツ 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ノセント電界 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（Ｘ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ＱＣ５Ｅ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４ ９上に厚み０．２５ミクロン（μ）のｎ−ドープドＧａＡｓバンファ（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Ａ１６．４Ｇａｏ、ｉ　Ａｓ層から成る第二クラツディング領域４ ３を形成する０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 ４７は、厚み０．２３５μのＡ　ｌｏ、ｓ　Ｇａｏ、ｔ　Ａｓ層６１、厚み１０ ０人のＧａＡｓ層６２（量子井戸）、厚み１００人のＡｌｏ、ｓ　Ｃｙａａ、ｙ 　Ａｓ層６３、厚み１００人のもう一つのＧａＡｓ層６４（量子井戸）及び厚み ０．２３５ａのＡ　ｌｏ、ｓ　Ｇａｏ、？Ａ　５層６５から成る。厚み１μのＡ Ｉ。、ａ　Ｇ　ａ　６．ｈＡ　５層から成るタラッディング令頁域４５が上記に 続き、この上に更に厚み０．１μのｐ−ドープド（ｐ＝８ｘｌ　Ｏ”ｃｍ−’） ＧａＡｓ層６７がかぶせられる。

従来法のエツチング技術を使用して接触層６７をエツチングし、リブ４１を形成 する。ＣｒａＡｓ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プ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９．３Ｘ１ ０’　Ｖ／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 はザラカー他（Ｚｕｃｋｅｒ　ｅｔ　ａ！、）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　Ｐｈ ａｓｅ　Ｍｏｄｕｌａｔｉｏｎ　Ｉｎ　ＧａＡｓ／ＡｌＧａＡｓ　Ｑｕａｎｔｕ ＋ｉ　Ｗｅｌｌ　Ｗａｖｅｇｕｉｄｅｓ”）　、応用物理レタ・−ズ（Ａｐｐｌ ｉｅｄ　Ｐｈｙｓｉｃｓ　Ｌｅｔｔｅｒｓ）　、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（９，３Ｘ１０’　Ｖ／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５３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、 ΔΩ値は約０．５Ｘ１０−’である０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５０はこの波長では、 印加電界がないときと電界（９，３Ｘ　１０４　Ｖ／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０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（ｆｉｌｌｉｎｇ　ｆａｃｔｏｒ ；定義後述）ｒは、前記ザラカー他のデータを収集に使用したデバイスのｒ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ラ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０本発明のコアの量子井戸の寸法はザンカー他のそれとほぼ等しいので、ザ ラカー他により測定された量子井戸当りの屈折率変化（Δｎ０−は本発明のコア にも適用できる。波長０．８７μにおいてザラカー他のデータはΔｎｏｗがほぼ ８Ｘ１０−’に等しいことを示す０本発明の導波路において、光束利用係数Ｆは ほぼ２００人１５０００人、っまり４Ｘ１０−２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＝ΔｎＱＭ’ｒ−３，２ｘｌＯ−’となる。

波長０．８７μでの上記屈折率変化（Δｎ）計）［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ＱＣ３Ｅ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７ １．７３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７ ３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へ何らの 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。しかし上記接点バンド７９を介して上記リブ７ ７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である。

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、タラッディング 内に食い込んでエツチングしてリブ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− 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１０ １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１０ １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１１ ５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−ｉｎｄｕｃｅｄ　１ｅｎｓ　ｗｉｔｈ　ａ　ｖｏｌ ｔａｇｅ−ｃｏｎｔｒｏｌｌｅｄ　ｖａｒｉａｂｌｅ　ｆｏｃａｌ　ｌｅｎｇｔ ｈ）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１１７〜１ １９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 ツチング技術）によって形成される。各々の円弧状物１１７．１１日及び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１１７．１１Ｂ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所に依って相違する０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ｌ１ｆｆｌｌＯ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＄Ｊ１１７〜 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 スに比較してエツ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ツチングした導波 路より格段に小さいのは、導波路モードの場が上記エツ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ツチド・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。

う＾　□ Ｖ７ツＴイア７ ｃ Ｉ−」１−１ 本発明は、量子井戸構造を使用した横方向閉込め方式の半導体光導波路に関する 。少なくとも１個の量子井戸構造（６２，６４）を含むコア領域（４７）を有す る光導波路（３９）が第−及び第二のタラッディング領域（４３，４５）間に挟 まれて居り、コア領域（４７）に導入された光ビーム（５１）はこのビームの主 方向に対する横方向（５３）へ広がる。上側のタラッディング領域（４５）の表 面上には接点（４１）が設けられており、導波路のコアに電界を印加する手段と なる。電界を印加すると、この電界内に在る量子井戸構造（６２，６４）部分の 屈折率に変化が誘起される。この屈折率変化は光ビームの伝播を、電界内に在る コア（４７）６Ｎ域内に横方向閉込めするように働くが、伝達損失は低度に保持 する。電界印加で光ビームの横方向伝播を制御することによって、変調器やスイ ッチのような低損失の光デバイス群が実現可能になる。また、このようなデバイ スは、半導体材料結晶構造内の結晶配向に配慮せずに製造可能である。

国際調査報告

Claims (26)

【特許請求の範囲】
1. 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。
2. 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。
3. 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。
4. 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。
5. 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ＡｌｘＧａ１ −ｘＡｓを含んでいる請求項４記載の半導体光学素子。
6. ６．上記コアが、ｚ＜ｙ≦ｘであるＡｌｘＧａ１−ｚＡｓとＡｌｙＧａ１−ｙＡ ｓ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。
7. ７．上記コアが、ｚ＝０であるＧａＡｓとＡｌｙＧａ１−ｙＡｓ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。
8. 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。
9. 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。
10. 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。
11. 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。
12. 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。
13. 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。
14. 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。
15. 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。
16. 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。
17. 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斂りだすように上 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。
18. 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１ ７記載の半導体光学素子。
19. 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、上記コア内の選択された区域に電界を印加する工程とを有する 方法。
20. ２０．電界を印加する上記工程によって上記コアの上記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伝播を制限する請求項１９記載の方法。
21. ２１．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波路として機能する 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２０記載の方法。
22. ２２．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。
23. ２３．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。
24. ２４．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。
25. ２５．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。
26. ２６．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。