JPH05249512A - 非線形光学素子 - Google Patents
非線形光学素子Info
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- JPH05249512A JPH05249512A JP4323161A JP32316192A JPH05249512A JP H05249512 A JPH05249512 A JP H05249512A JP 4323161 A JP4323161 A JP 4323161A JP 32316192 A JP32316192 A JP 32316192A JP H05249512 A JPH05249512 A JP H05249512A
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Abstract
(57)【要約】
【構成】 非線形光学素子はラテラル非対称量子ドット
構造（Ｄ１〜Ｄ５）を用いる。これらは、横方向に広が
る電極構造１３，１４に印加されるバイアス電位Ｖ１，
Ｖ２によりそのラテラル非対称性が調整可能である。 【効果】本発明により、量子井戸内の２次元電子ガスを
ラテラルに閉じ込めることにより量子ドット構造を形成
し、印加するバイアスによってラテラル非対称性を制御
できる。
構造（Ｄ１〜Ｄ５）を用いる。これらは、横方向に広が
る電極構造１３，１４に印加されるバイアス電位Ｖ１，
Ｖ２によりそのラテラル非対称性が調整可能である。 【効果】本発明により、量子井戸内の２次元電子ガスを
ラテラルに閉じ込めることにより量子ドット構造を形成
し、印加するバイアスによってラテラル非対称性を制御
できる。
Description
【０００１】
【産業上の利用分野】本発明は、量子ドット構造（quan
tum dot structure)を用いた非線形光学素子に関する。
tum dot structure)を用いた非線形光学素子に関する。
【０００２】
【従来の技術】結晶へ入射する放射(radiation)の効果
は、次式で表わされる。
は、次式で表わされる。
【０００３】 Ｐ＝Ｘ(1)ε+Ｘ(2)ε2 …(1) ここで、Ｐは誘起されたダイポールモーメント、εは与
えられた電界、Ｘ(1)は１次係数、Ｘ(2)は２次係数であ
る。
えられた電界、Ｘ(1)は１次係数、Ｘ(2)は２次係数であ
る。
【０００４】式（１）の１次の項は、結晶によるエネル
ギー吸収を定義している。一方、２次の項は特に重要で
ある。なぜなら、この２次の項の効果を最適化する結晶
を用いることにより、２次高調波生成および光学検波を
伴う和・差周波数生成(sum and difference frequency
generatrion)を実現することができるからである。この
用途の一つに、入力レーザ放射の周波数を結晶によって
倍増する周波数倍増器(frequency doubler)がある。こ
れにより、高性能半導体レーザの度指しうる周波数範囲
外の強いコヒーレント放射源が得られる。他の用途とし
ては、パラメータ増幅(parametric amplification)およ
び光学検知(optical detection)がある。
ギー吸収を定義している。一方、２次の項は特に重要で
ある。なぜなら、この２次の項の効果を最適化する結晶
を用いることにより、２次高調波生成および光学検波を
伴う和・差周波数生成(sum and difference frequency
generatrion)を実現することができるからである。この
用途の一つに、入力レーザ放射の周波数を結晶によって
倍増する周波数倍増器(frequency doubler)がある。こ
れにより、高性能半導体レーザの度指しうる周波数範囲
外の強いコヒーレント放射源が得られる。他の用途とし
ては、パラメータ増幅(parametric amplification)およ
び光学検知(optical detection)がある。
【０００５】殆どの無機結晶は、小さい非線形光学係数
を有する。上記２次係数は、エピタキシャル成長した非
点対称(non-centrosymmetric)（反転対称性がない）多
層構造において増大させることができるが、この係数は
成長パラメータに敏感で、成長後に制御することは容易
でない。
を有する。上記２次係数は、エピタキシャル成長した非
点対称(non-centrosymmetric)（反転対称性がない）多
層構造において増大させることができるが、この係数は
成長パラメータに敏感で、成長後に制御することは容易
でない。
【０００６】近年、エピタキシャル成長した半導体２次
元量子井戸の光学的応答について研究がなされている。
ヘテロ接合の不連続性は、材料パラメータおよび量子井
戸の大きさ(dimensions)に依存して１０~3〜１ｅＶの範
囲（約1mm〜１μmの波長に対応）のエネルギ間隔をもっ
たサブバンドをもたらすということが判明している。量
子井戸が実質的に対称であれば、入力放射の大きな１次
吸収が生じることが報告されている［エル・シー・ウェ
スト(L.C.West)、エス・ジェイ・イグラッシュ(L.J.Egl
ash)による「ファースト・オブザーベーション・オブ・
アン・イクストリームリー・ラージ・ダイポール・イン
フレアド・トランジション・ウィズィン・ザ・コンダク
ション・バンド・オブ・ア・ＧａＡｓ・クウォンタム・
ウェル(First observation of an extremely large dip
ole infrared transition withinthe conduction band
of a GaAs quantum well)」、Appl.Phys.Lett.46,第115
7頁、1985年］。このような対称量子井戸では、２次効
果が禁じられる。但し、電界の印加により反転対称性を
除去することにより、あるいは、組成的に非対称井戸を
成長させることにより、２次効果を得ることができる、
ということが報告されている［エル・ツァン(L.Tsan
g)、ディー・アーン(D.Ahn)、エス・エル・チュアン(S.
l.Chuang)による「エレクトリック・フィールド・コントロ
ール・オブ・オプティカル・セカンド・ハーモニック・ジェ
ネレーション・イン・ア・クオンタム・ウェルズ(Electric
field control of optical second-harmonic generatio
n in a quantum wells)」Appl.Phys.Lett.52,第697頁(19
88年)、エム・エム・フィージャー(M.M.Fejer)、エス・ジ
ェイ・ビー・ユー(S.J.B.Yoo)、アール・エル・バイヤ(R.L.
Byer)、アレックス・ハーウィット(Alex Harwitt)、ジェ
イ・エス・ハリス・ジュニア(J.S.Harris,Jr.)による「オブ
ザーベーション・オブ・イクストリームリー・ラージ・クァ
ドラティック・サセプティビリティ・アット・9.6-10.8μm
・イン・エレクトリックフィールドバイアスト・AlGaAs・ク
ォンタム・ウェルズ(Observation of extremely large q
uadratic susceptibility at 9.6-10.8μm in electric
-field-biased AlGaAs quantum wells)」,Phys.Rev.Let
t.62(9),dai1041peeji(1989年)、およびエム・ケイ・ガー
ニック(M.K.Gurnick)、ティー・エィ・ディテンプル(T.A.
DeTemple)による「シンセティック・ノンリニア・セミコン
ダクタ(Synthetic non-linearsemiconductor)」IEEE,J.Q
uantum Electronics QE-19,第791頁、1983年、およびイ
ー・ローゼンチャー(E.Rosencher)、ピー・ボイス(P.Boi
s)、ジェイ・ネイグル(J.Nagle)、エス・ディレター(S.De
laitre)による「セカンド・ハーモニック・ジェネレーショ
ン・バイ・インターサブバンド・トランジションズ・イン・
コンポジションナリー・アシンメトリック・エムキューダ
ブリューズ(Second harmonic generation by intersub-
band transitions in compositionally asymmetric MQ
W's)」Electronics Lett.25,第1063頁(1989年)、および
シー・サートリ(C.Sirtori)、エフ・キャパソ(F.Capass
o)、ディー・エル・シブコ(D.L.Sivco)、エス・エヌ・ジー・
チュー(S.N.G.Chu)、エイ・ワイ・チョー(A.Y.Cho)による
「オブザーバーション・オブ・ラージ・セカンドオーダー・
サセプティビリティ・バイア・インターサブバンド・トラ
ンジション・アット・λ≒10μm・イズ・アシメトリック・カ
ップルド・AllnAs/GaInAs・クォンタム・ウェルズ(Observa
tion of large second-order susceptibilityvia inter
subband transition at λ≒10μm is asymmetric coup
led AllnAs/GaInAs quantum wells)」Appl. Phys.Lett.5
9,2302(1991年)]。井戸(well)の幅および障壁(barrier)
の高さを設計することによりエネルギーレベルを調整し
て、エネルギー分離が入力放射にマッチした２または３
レベルシステムを作ることができる。この構造は、例え
ば、光学的検波または２次高調波生成のために最適化す
ることが可能である。
元量子井戸の光学的応答について研究がなされている。
ヘテロ接合の不連続性は、材料パラメータおよび量子井
戸の大きさ(dimensions)に依存して１０~3〜１ｅＶの範
囲（約1mm〜１μmの波長に対応）のエネルギ間隔をもっ
たサブバンドをもたらすということが判明している。量
子井戸が実質的に対称であれば、入力放射の大きな１次
吸収が生じることが報告されている［エル・シー・ウェ
スト(L.C.West)、エス・ジェイ・イグラッシュ(L.J.Egl
ash)による「ファースト・オブザーベーション・オブ・
アン・イクストリームリー・ラージ・ダイポール・イン
フレアド・トランジション・ウィズィン・ザ・コンダク
ション・バンド・オブ・ア・ＧａＡｓ・クウォンタム・
ウェル(First observation of an extremely large dip
ole infrared transition withinthe conduction band
of a GaAs quantum well)」、Appl.Phys.Lett.46,第115
7頁、1985年］。このような対称量子井戸では、２次効
果が禁じられる。但し、電界の印加により反転対称性を
除去することにより、あるいは、組成的に非対称井戸を
成長させることにより、２次効果を得ることができる、
ということが報告されている［エル・ツァン(L.Tsan
g)、ディー・アーン(D.Ahn)、エス・エル・チュアン(S.
l.Chuang)による「エレクトリック・フィールド・コントロ
ール・オブ・オプティカル・セカンド・ハーモニック・ジェ
ネレーション・イン・ア・クオンタム・ウェルズ(Electric
field control of optical second-harmonic generatio
n in a quantum wells)」Appl.Phys.Lett.52,第697頁(19
88年)、エム・エム・フィージャー(M.M.Fejer)、エス・ジ
ェイ・ビー・ユー(S.J.B.Yoo)、アール・エル・バイヤ(R.L.
Byer)、アレックス・ハーウィット(Alex Harwitt)、ジェ
イ・エス・ハリス・ジュニア(J.S.Harris,Jr.)による「オブ
ザーベーション・オブ・イクストリームリー・ラージ・クァ
ドラティック・サセプティビリティ・アット・9.6-10.8μm
・イン・エレクトリックフィールドバイアスト・AlGaAs・ク
ォンタム・ウェルズ(Observation of extremely large q
uadratic susceptibility at 9.6-10.8μm in electric
-field-biased AlGaAs quantum wells)」,Phys.Rev.Let
t.62(9),dai1041peeji(1989年)、およびエム・ケイ・ガー
ニック(M.K.Gurnick)、ティー・エィ・ディテンプル(T.A.
DeTemple)による「シンセティック・ノンリニア・セミコン
ダクタ(Synthetic non-linearsemiconductor)」IEEE,J.Q
uantum Electronics QE-19,第791頁、1983年、およびイ
ー・ローゼンチャー(E.Rosencher)、ピー・ボイス(P.Boi
s)、ジェイ・ネイグル(J.Nagle)、エス・ディレター(S.De
laitre)による「セカンド・ハーモニック・ジェネレーショ
ン・バイ・インターサブバンド・トランジションズ・イン・
コンポジションナリー・アシンメトリック・エムキューダ
ブリューズ(Second harmonic generation by intersub-
band transitions in compositionally asymmetric MQ
W's)」Electronics Lett.25,第1063頁(1989年)、および
シー・サートリ(C.Sirtori)、エフ・キャパソ(F.Capass
o)、ディー・エル・シブコ(D.L.Sivco)、エス・エヌ・ジー・
チュー(S.N.G.Chu)、エイ・ワイ・チョー(A.Y.Cho)による
「オブザーバーション・オブ・ラージ・セカンドオーダー・
サセプティビリティ・バイア・インターサブバンド・トラ
ンジション・アット・λ≒10μm・イズ・アシメトリック・カ
ップルド・AllnAs/GaInAs・クォンタム・ウェルズ(Observa
tion of large second-order susceptibilityvia inter
subband transition at λ≒10μm is asymmetric coup
led AllnAs/GaInAs quantum wells)」Appl. Phys.Lett.5
9,2302(1991年)]。井戸(well)の幅および障壁(barrier)
の高さを設計することによりエネルギーレベルを調整し
て、エネルギー分離が入力放射にマッチした２または３
レベルシステムを作ることができる。この構造は、例え
ば、光学的検波または２次高調波生成のために最適化す
ることが可能である。
【０００７】以上のような従来技術について、図１およ
び２を参照してさらに詳細に説明する。
び２を参照してさらに詳細に説明する。
【０００８】図１は、ＡＬＧａＡｓ／ＧａＡｓ／ＡｌＧ
ａＡｓの２重ヘテロ構造ウエハに作られた実質的に２次
元の量子井戸の断面図である。模式的に示したこの素子
は、上層および下層のＡｌＧａＡｓ層３，４の間に配さ
れたＧａＡｓ層２を有するＧａＡｓ基板１からなる。当
業界に周知のように、ヘテロ接合２，３および２，４の
結果、ＧａＡｓ層２に実質的に２次元の電子ガスが生成
される。
ａＡｓの２重ヘテロ構造ウエハに作られた実質的に２次
元の量子井戸の断面図である。模式的に示したこの素子
は、上層および下層のＡｌＧａＡｓ層３，４の間に配さ
れたＧａＡｓ層２を有するＧａＡｓ基板１からなる。当
業界に周知のように、ヘテロ接合２，３および２，４の
結果、ＧａＡｓ層２に実質的に２次元の電子ガスが生成
される。
【０００９】ポテンシャル井戸の垂直方向ｚのポテンシ
ャルの詳細を図２（ａ）に示す。この井戸は、構造が点
対称なので、対称であることが分かる。その結果、入射
される光学的放射は、図２（ａ）に示したような井戸に
おいて許容される量子化エネルギー状態Ｅ１，Ｅ２，Ｅ
３の間で吸収される傾向にある。しかし、２次効果は生
じない。
ャルの詳細を図２（ａ）に示す。この井戸は、構造が点
対称なので、対称であることが分かる。その結果、入射
される光学的放射は、図２（ａ）に示したような井戸に
おいて許容される量子化エネルギー状態Ｅ１，Ｅ２，Ｅ
３の間で吸収される傾向にある。しかし、２次効果は生
じない。
【００１０】図２（ｂ）に示すように、垂直方向ｚに電
界をかけることにより非対称性を生ぜしめることがで
き、これにより、井戸内にポテンシャルの傾斜が生じ
る。同様に、図２（ｃ）に示すように、層３，４のいず
れかと層２との間に層を追加することにより非対称量子
井戸を形成することができる。すなわち、図１に示した
領域３ａ内の化合物成分（ＡｌxＧａ1-xＡｓの一部のＡ
ｌ）が領域３ｂのそれより少なければ、図２（ｃ）に示
すような井戸内ポテンシャルの階段状特性が得られる。
界をかけることにより非対称性を生ぜしめることがで
き、これにより、井戸内にポテンシャルの傾斜が生じ
る。同様に、図２（ｃ）に示すように、層３，４のいず
れかと層２との間に層を追加することにより非対称量子
井戸を形成することができる。すなわち、図１に示した
領域３ａ内の化合物成分（ＡｌxＧａ1-xＡｓの一部のＡ
ｌ）が領域３ｂのそれより少なければ、図２（ｃ）に示
すような井戸内ポテンシャルの階段状特性が得られる。
【００１１】図２（ｂ），（ｃ）の両非対称井戸は、入
射される放射に対して２次効果を示すので、周波数倍増
器等の部品として利用できる。
射される放射に対して２次効果を示すので、周波数倍増
器等の部品として利用できる。
【００１２】
【発明が解決しようとする課題】しかし、これらの既知
の非対称井戸は、容易に調整することができないという
欠点を有する。すなわち、図２（ｂ）の井戸では、高い
電界で起こるイオン化により調整可能性が制限される。
また、図２（ｃ）に示した構成では、調整が行えず、そ
の非対称性は化合物成分およびエピタキシャル成長中に
得られる層の厚さによって決まる。
の非対称井戸は、容易に調整することができないという
欠点を有する。すなわち、図２（ｂ）の井戸では、高い
電界で起こるイオン化により調整可能性が制限される。
また、図２（ｃ）に示した構成では、調整が行えず、そ
の非対称性は化合物成分およびエピタキシャル成長中に
得られる層の厚さによって決まる。
【００１３】本発明は、量子井戸内の２次元電子ガスを
ラテラルに閉じ込めることにより量子ドット構造を形成
し、印加するバイアスによってラテラル非対称性を制御
できるようにするものである。
ラテラルに閉じ込めることにより量子ドット構造を形成
し、印加するバイアスによってラテラル非対称性を制御
できるようにするものである。
【００１４】
【課題を解決するための手段】本発明によれば、少なく
とも１個の量子ドット構成を有する非線形光学素子であ
って、量子化エネルギー状態にある電荷キャリアに対し
て、或る深さおよびラテラル広がりを有する少なくとも
１個の井戸を含むするポテンシャル井戸構造を定める手
段と、該井戸構造に対して電気的バイアスを印加し、そ
のラテラル広がり程度を変化させることにより、入射放
射に対する非線形光学特性を示す非対称性を制御するバ
イアス手段とを備えた非線形光学素子が提供される。
とも１個の量子ドット構成を有する非線形光学素子であ
って、量子化エネルギー状態にある電荷キャリアに対し
て、或る深さおよびラテラル広がりを有する少なくとも
１個の井戸を含むするポテンシャル井戸構造を定める手
段と、該井戸構造に対して電気的バイアスを印加し、そ
のラテラル広がり程度を変化させることにより、入射放
射に対する非線形光学特性を示す非対称性を制御するバ
イアス手段とを備えた非線形光学素子が提供される。
【００１５】本明細書中、「光学的放射」という用語
は、可視放射および非可視放射（例えば赤外線）を含む
ものとする。
は、可視放射および非可視放射（例えば赤外線）を含む
ものとする。
【００１６】
【作用】本発明により、量子井戸内の２次元電子ガスを
ラテラルに閉じ込めることにより量子ドット構造を形成
し、印加するバイアスによってラテラル非対称性を制御
できる。
ラテラルに閉じ込めることにより量子ドット構造を形成
し、印加するバイアスによってラテラル非対称性を制御
できる。
【００１７】
【実施例】本発明の一層の理解のために、以下、図面を
参照しながら本発明の実施例を説明する。
参照しながら本発明の実施例を説明する。
【００１８】以下に説明する本発明の非線形素子は、ア
レイ状の量子ドット構造により構成される。各量子ドッ
トには、ラテラルバイアス電界の印加により所望のラテ
ラル非対称性を与えることができる。次に、この目的の
ために１個の量子ドットについて図３により説明する。
レイ状の量子ドット構造により構成される。各量子ドッ
トには、ラテラルバイアス電界の印加により所望のラテ
ラル非対称性を与えることができる。次に、この目的の
ために１個の量子ドットについて図３により説明する。
【００１９】量子ドットは、AlGaAs/GaAs/AlGaAsの二重
ヘテロ構造またはGaAs/AlGaAs HEMTウエハのような変調
ドープされた半導体ヘテロ構造上に容易に形成すること
ができる。ＨＥＭＴウエハ上に形成した本素子は、図３
（ｂ）の断面図に示すように、ＧａＡｓ層５と、これを
被覆するＡｌＧａＡｓ層６とからなる。周知のように、
層６の間のヘテロ接合部に２次元電子ガスが存在しう
る。電子はｎドープされたＡｌＧａＡｓ層８から発生す
る。ラテラルパターン形成により電子を束縛して量子ド
ットＤを定めることができる。図３（ｂ）に示した構成
では、イオンボンバードメントによりドットＤの周囲に
絶縁領域１０を形成し、これによりドットＤのラテラル
監禁(lateral confinement)を行う。代わりに、エッチ
ングあるいは電気的活性化インプラントによっても、こ
のラテラル監禁を設けることができる。ドット監禁を行
うために、表面ショットキゲートを用いることも可能で
ある。量子ドットの寸法(dimensions)は、所望の動作波
長にマッチする内部サブバンド間隔が得られるように選
び、入力光放射からのエネルギー吸収が行えるようにす
る。電子ビームリソグラフィーまたは集束イオンビーム
注入のようなナノ製造技術を用いることにより、内部サ
ブバンド分離が赤外線の光波長に対応するよう、ラテラ
ル寸法を充分微小とすることができる。
ヘテロ構造またはGaAs/AlGaAs HEMTウエハのような変調
ドープされた半導体ヘテロ構造上に容易に形成すること
ができる。ＨＥＭＴウエハ上に形成した本素子は、図３
（ｂ）の断面図に示すように、ＧａＡｓ層５と、これを
被覆するＡｌＧａＡｓ層６とからなる。周知のように、
層６の間のヘテロ接合部に２次元電子ガスが存在しう
る。電子はｎドープされたＡｌＧａＡｓ層８から発生す
る。ラテラルパターン形成により電子を束縛して量子ド
ットＤを定めることができる。図３（ｂ）に示した構成
では、イオンボンバードメントによりドットＤの周囲に
絶縁領域１０を形成し、これによりドットＤのラテラル
監禁(lateral confinement)を行う。代わりに、エッチ
ングあるいは電気的活性化インプラントによっても、こ
のラテラル監禁を設けることができる。ドット監禁を行
うために、表面ショットキゲートを用いることも可能で
ある。量子ドットの寸法(dimensions)は、所望の動作波
長にマッチする内部サブバンド間隔が得られるように選
び、入力光放射からのエネルギー吸収が行えるようにす
る。電子ビームリソグラフィーまたは集束イオンビーム
注入のようなナノ製造技術を用いることにより、内部サ
ブバンド分離が赤外線の光波長に対応するよう、ラテラ
ル寸法を充分微小とすることができる。
【００２０】本発明によれば、量子ドットＤにラテラル
バイアス電界を印加できるように、量子ドットの周囲に
ゲート１１を追加して設ける。このゲート１１は、ショ
ットキコンタクトまたは活性化インプラントでよい。こ
の電極１１に電圧Ｖｇを印加することにより、量子ドッ
トの横方向の広がりに非対称性をもたらすことができ
る。しかし、この量子ドット内にはポテンシャルの傾き
は存在しない。
バイアス電界を印加できるように、量子ドットの周囲に
ゲート１１を追加して設ける。このゲート１１は、ショ
ットキコンタクトまたは活性化インプラントでよい。こ
の電極１１に電圧Ｖｇを印加することにより、量子ドッ
トの横方向の広がりに非対称性をもたらすことができ
る。しかし、この量子ドット内にはポテンシャルの傾き
は存在しない。
【００２１】図４（ａ）に、電極１１に電圧Ｖｇ＝０を
印加した場合の量子ドットの平面図を示す。その結果、
ドット監禁領域１０の周囲に小さい空乏領域１２が対称
に広がり、量子ドットＤは対称ラテラル構造を有するこ
とになる。
印加した場合の量子ドットの平面図を示す。その結果、
ドット監禁領域１０の周囲に小さい空乏領域１２が対称
に広がり、量子ドットＤは対称ラテラル構造を有するこ
とになる。
【００２２】しかし、図４（ｂ）に示すように、電極１
１に電圧Ｖｇ≠０を印加すると、この電圧Ｖｇにより生
じたバイアス電界が非対称に広がる空乏領域１２を形成
するので、ドットＤにラテラル非対称性が与えられる。
１に電圧Ｖｇ≠０を印加すると、この電圧Ｖｇにより生
じたバイアス電界が非対称に広がる空乏領域１２を形成
するので、ドットＤにラテラル非対称性が与えられる。
【００２３】実際には、本発明による素子はこのような
量子ドットの複数個からなるアレイを用いてもよい。こ
のようなアレイの構成を図５に示す。同図に示すように
５個の量子ドットＤ１〜Ｄ５が、図３および図４により
説明した方法で監禁領域１０によって定められる。２個
のゲート電極１３，１４が井戸の対向する両半分の回り
に設けられる。図５（ａ）に示すように、Ｖ１＝Ｖ２の
とき、対称量子ドットが形成されるが、図５（ｂ）に示
すように、Ｖ１≠Ｖ２のとき、量子ドットに非対称性が
もたらされる。
量子ドットの複数個からなるアレイを用いてもよい。こ
のようなアレイの構成を図５に示す。同図に示すように
５個の量子ドットＤ１〜Ｄ５が、図３および図４により
説明した方法で監禁領域１０によって定められる。２個
のゲート電極１３，１４が井戸の対向する両半分の回り
に設けられる。図５（ａ）に示すように、Ｖ１＝Ｖ２の
とき、対称量子ドットが形成されるが、図５（ｂ）に示
すように、Ｖ１≠Ｖ２のとき、量子ドットに非対称性が
もたらされる。
【００２４】次に、図６および図７を参照する。図６は
非対称量子ドットの平面図であり、図７は図６の線Ａ−
Ａ’，Ｂ−Ｂ’，Ｃ−Ｃ’に沿った、ドットのポテンシ
ャル井戸の３つの断面図である。量子化エネルギー準位
（レベル）Ｅ１，Ｅ２，Ｅ３に対して、波動関数は方向
Ａ−Ａ’に沿って非対称であり、その結果、量子ドット
に入射光が向けられると、誘起されたダイポールＰは、
式（１）により、１次および２次の両方の項を有する。
よって、この井戸を、高調波生成、例えば公知の方法に
よる周波数倍増に容易に利用することができる。非ゼロ
２次光学係数は、誘起された非対称性に起因して、量子
ドットの異なるモードの間の中間電子的位置(mean elec
rtonic position)のずれにより生じる。井戸の非対称性
の程度は印加電圧Ｖ１−Ｖ２の関数であり、よって、所
望の２次効果を最大にするよう井戸を調整することが可
能になる。さらに、Ｖ１とＶ２の値の絶対値を選択する
ことにより、入力放射の波長へ同調するよう井戸の寸法
を制御することができ、かつ、井戸の深さを制御するこ
とができる。したがって、井戸の調整(tuning)は、その
非対称性および全体の寸法の両面で行うことができる。
寸法が印加電圧により調節できることから、井戸の調整
は、製造時に得られる外形的構造に制限されない。
非対称量子ドットの平面図であり、図７は図６の線Ａ−
Ａ’，Ｂ−Ｂ’，Ｃ−Ｃ’に沿った、ドットのポテンシ
ャル井戸の３つの断面図である。量子化エネルギー準位
（レベル）Ｅ１，Ｅ２，Ｅ３に対して、波動関数は方向
Ａ−Ａ’に沿って非対称であり、その結果、量子ドット
に入射光が向けられると、誘起されたダイポールＰは、
式（１）により、１次および２次の両方の項を有する。
よって、この井戸を、高調波生成、例えば公知の方法に
よる周波数倍増に容易に利用することができる。非ゼロ
２次光学係数は、誘起された非対称性に起因して、量子
ドットの異なるモードの間の中間電子的位置(mean elec
rtonic position)のずれにより生じる。井戸の非対称性
の程度は印加電圧Ｖ１−Ｖ２の関数であり、よって、所
望の２次効果を最大にするよう井戸を調整することが可
能になる。さらに、Ｖ１とＶ２の値の絶対値を選択する
ことにより、入力放射の波長へ同調するよう井戸の寸法
を制御することができ、かつ、井戸の深さを制御するこ
とができる。したがって、井戸の調整(tuning)は、その
非対称性および全体の寸法の両面で行うことができる。
寸法が印加電圧により調節できることから、井戸の調整
は、製造時に得られる外形的構造に制限されない。
【００２５】次に図８を参照する。同図（ａ）に、図１
に示した量子井戸に対応する公知の量子井戸のアレイを
示す。この従来構成の問題は、量子井戸がウエハの主面
に直角に配置されるので、非対称井戸に対するダイポー
ルモーメントが図８（ａ）に示すように垂直方向に向く
ことである。共振を生じさせるために、入射される光学
的放射は、誘起されたダイポールモーメントＰの向きに
直角の方向から入射されなければならない。このこと
は、注意深いフォーカシングまたは表面格子の介挿を行
うことにより、ウエハの側縁に光を入射する必要がある
ことを意味する。
に示した量子井戸に対応する公知の量子井戸のアレイを
示す。この従来構成の問題は、量子井戸がウエハの主面
に直角に配置されるので、非対称井戸に対するダイポー
ルモーメントが図８（ａ）に示すように垂直方向に向く
ことである。共振を生じさせるために、入射される光学
的放射は、誘起されたダイポールモーメントＰの向きに
直角の方向から入射されなければならない。このこと
は、注意深いフォーカシングまたは表面格子の介挿を行
うことにより、ウエハの側縁に光を入射する必要がある
ことを意味する。
【００２６】しかし、図８（ｂ）に示すように、図３〜
図７で説明した量子ドットのダイポールモーメントはウ
エハの平面内にある。このことは、ウエハの主面を横切
る方向から（または或る側縁から）光を入射することが
できるということを意味する。
図７で説明した量子ドットのダイポールモーメントはウ
エハの平面内にある。このことは、ウエハの主面を横切
る方向から（または或る側縁から）光を入射することが
できるということを意味する。
【００２７】量子ドットと入射放射との相互作用量を増
大させるために、ドットの２次元または３次元アレイを
形成することも可能である。これにより、変換効率を向
上させることができる。３次元アレイは、同じラテラル
ポテンシャルにより監禁された、多層の、変調ドープさ
れた量子井戸として形成しうる。これは、深注入(deep
implantation)を用いて行える。さらに、図９に示すよ
うに、マルチパス・ウェーブガイド構造を利用してもよ
い。すなわち、入射光１５は、３次元アレイ状に配置さ
れた複数層の量子ドットを含むウエハの上下表面１６，
１７の間を多数回反射して通過する。
大させるために、ドットの２次元または３次元アレイを
形成することも可能である。これにより、変換効率を向
上させることができる。３次元アレイは、同じラテラル
ポテンシャルにより監禁された、多層の、変調ドープさ
れた量子井戸として形成しうる。これは、深注入(deep
implantation)を用いて行える。さらに、図９に示すよ
うに、マルチパス・ウェーブガイド構造を利用してもよ
い。すなわち、入射光１５は、３次元アレイ状に配置さ
れた複数層の量子ドットを含むウエハの上下表面１６，
１７の間を多数回反射して通過する。
【００２８】ドットのダイポールモーメントの向きは単
にＶ１とＶ２を逆にするだけで反転させることができ
る。よって、本素子は、特に、準フェーズマッチング(q
uasi-phase matching)に適している。非線形ウェーブガ
イドにおけるフェーズマッチングのための特定構造のゲ
ート構成の平面図を図１０に示す。同図のドットＤの３
次元アレイは、列Ｒ１，Ｒ２，Ｒ３，Ｒ４として配置さ
れている。列Ｒ１，Ｒ３は第１の極性の電位差Ｖ１−Ｖ
２を受け、列Ｒ２，Ｒ４はその反対極性の電位差を受け
る。これにより、列毎に交互にそのダイポールモーメン
トのベクトルを反転させることができる。列の間の空間
に印加する電位を適切に選ぶことにより、本素子を周波
数倍増器として用いることができる。すなわち、ある周
波数Ｆの、例えばレーザからの入力放射から、例えば図
９のウェーブガイドを利用して、周波数Ｆおよび２Ｆの
出力を生成することができる。
にＶ１とＶ２を逆にするだけで反転させることができ
る。よって、本素子は、特に、準フェーズマッチング(q
uasi-phase matching)に適している。非線形ウェーブガ
イドにおけるフェーズマッチングのための特定構造のゲ
ート構成の平面図を図１０に示す。同図のドットＤの３
次元アレイは、列Ｒ１，Ｒ２，Ｒ３，Ｒ４として配置さ
れている。列Ｒ１，Ｒ３は第１の極性の電位差Ｖ１−Ｖ
２を受け、列Ｒ２，Ｒ４はその反対極性の電位差を受け
る。これにより、列毎に交互にそのダイポールモーメン
トのベクトルを反転させることができる。列の間の空間
に印加する電位を適切に選ぶことにより、本素子を周波
数倍増器として用いることができる。すなわち、ある周
波数Ｆの、例えばレーザからの入力放射から、例えば図
９のウェーブガイドを利用して、周波数Ｆおよび２Ｆの
出力を生成することができる。
【００２９】以上説明した実施例では、ラテラル非対称
単一量子ドットを利用したが、本発明によれば、第１お
よび第２量子ドットからなる量子ドット構造を用いて、
所望の非対称性を得るようにすることも可能である。こ
の量子ドット構造の第１および第２量子ドットは、非線
形光学特性を示すように近接した異なるラテラル広がり
程度を持つ第１および第２の井戸からなるポテンシャル
井戸構成を提供する。このような素子の一例を図１１に
示す。
単一量子ドットを利用したが、本発明によれば、第１お
よび第２量子ドットからなる量子ドット構造を用いて、
所望の非対称性を得るようにすることも可能である。こ
の量子ドット構造の第１および第２量子ドットは、非線
形光学特性を示すように近接した異なるラテラル広がり
程度を持つ第１および第２の井戸からなるポテンシャル
井戸構成を提供する。このような素子の一例を図１１に
示す。
【００３０】基本ウエハ構成は、図３（ｂ）に示したも
のと同様であり、ＡｌＧａＡｓ層６およびｎ−ＡｌＧａ
Ａｓ層８の被覆層を有するＧａＡｓ基板５からなる。但
し、イオン損傷(ion damaged)絶縁領域１０は、２個の
量子ドットＤ１，Ｄ２が形成されるように設けられる。
ドットＤ１は、機能的には図４の電極１１と同様の制御
電極１８により、その３側辺を囲まれる。量子ドットＤ
２は、対応する電極１９により、その３側辺を囲まれ
る。さらに、ドットＤ１とＤ２との間に、電極２０が配
置され、両者の間のポテンシャル障壁の幅を制御する。
のと同様であり、ＡｌＧａＡｓ層６およびｎ−ＡｌＧａ
Ａｓ層８の被覆層を有するＧａＡｓ基板５からなる。但
し、イオン損傷(ion damaged)絶縁領域１０は、２個の
量子ドットＤ１，Ｄ２が形成されるように設けられる。
ドットＤ１は、機能的には図４の電極１１と同様の制御
電極１８により、その３側辺を囲まれる。量子ドットＤ
２は、対応する電極１９により、その３側辺を囲まれ
る。さらに、ドットＤ１とＤ２との間に、電極２０が配
置され、両者の間のポテンシャル障壁の幅を制御する。
【００３１】図１２に、２個のドットＤ１，Ｄ２内に確
立されるポテンシャル井戸を示す。ここでは、量子エネ
ルギー準位Ｅ１，Ｅ２，Ｅ３が許容されている。量子ド
ットＤ１，Ｄ２は近接配置されているので、この２個の
ドットの間に量子力学的波動関数が広がる。許容される
最低の電子状態Ｅ１では、電子確率密度は井戸Ｄ１内で
最大である。エネルギー準位Ｅ２では、井戸Ｄ２内で最
大である。さらに最も高いエネルギー準位Ｅ３では、井
戸Ｄ１，Ｄ２の両方で最大となる。この構成は、ドット
Ｄ２がドットＤ１より小さいという事実に起因する。こ
れは、電極１８，１９へ印加するポテンシャルＶ１，Ｖ
２を適切に選択することにより実現できる（図１１）。
ドットＤ１，Ｄ２のラテラル非対称性は、非線形光学特
性をもたらす。特定の形式の非線形効果は、ドットＤ
１，Ｄ２間の障壁Ｂ１によって決まる。この障壁幅は電
極２０に印加する電圧Ｖ３により制御可能である。
立されるポテンシャル井戸を示す。ここでは、量子エネ
ルギー準位Ｅ１，Ｅ２，Ｅ３が許容されている。量子ド
ットＤ１，Ｄ２は近接配置されているので、この２個の
ドットの間に量子力学的波動関数が広がる。許容される
最低の電子状態Ｅ１では、電子確率密度は井戸Ｄ１内で
最大である。エネルギー準位Ｅ２では、井戸Ｄ２内で最
大である。さらに最も高いエネルギー準位Ｅ３では、井
戸Ｄ１，Ｄ２の両方で最大となる。この構成は、ドット
Ｄ２がドットＤ１より小さいという事実に起因する。こ
れは、電極１８，１９へ印加するポテンシャルＶ１，Ｖ
２を適切に選択することにより実現できる（図１１）。
ドットＤ１，Ｄ２のラテラル非対称性は、非線形光学特
性をもたらす。特定の形式の非線形効果は、ドットＤ
１，Ｄ２間の障壁Ｂ１によって決まる。この障壁幅は電
極２０に印加する電圧Ｖ３により制御可能である。
【００３２】図１２（a）に示すように、障壁Ｂ１は比
較的狭くなるように選択する。これにより、２次高調波
生成に最適な構成が得られる。
較的狭くなるように選択する。これにより、２次高調波
生成に最適な構成が得られる。
【００３３】波長ｈｖの入力放射に対して、量子ドット
Ｄ１，Ｄ２内の電子はエネルギー状態Ｅ１から状態Ｅ２
へ、状態Ｅ２からＥ３へと上昇し、状態Ｅ３にある電子
は直接状態Ｅ１への降下し、このとき波長２ｈｖ（すな
わち周波数倍増）の出力放射が発生する。このような周
波数倍増を達成するために、量子ドットＤ１，Ｄ２のラ
テラル広がり程度を所望の量子力学的共振が生じるよう
に調整し、エネルギー状態Ｅ１，Ｅ２，Ｅ３が図１２
（ａ）のようになるようにする必要がある。本発明で
は、これは、バイアス電圧Ｖ１，Ｖ２，Ｖ３を適切に調
整することにより容易に実現できる。
Ｄ１，Ｄ２内の電子はエネルギー状態Ｅ１から状態Ｅ２
へ、状態Ｅ２からＥ３へと上昇し、状態Ｅ３にある電子
は直接状態Ｅ１への降下し、このとき波長２ｈｖ（すな
わち周波数倍増）の出力放射が発生する。このような周
波数倍増を達成するために、量子ドットＤ１，Ｄ２のラ
テラル広がり程度を所望の量子力学的共振が生じるよう
に調整し、エネルギー状態Ｅ１，Ｅ２，Ｅ３が図１２
（ａ）のようになるようにする必要がある。本発明で
は、これは、バイアス電圧Ｖ１，Ｖ２，Ｖ３を適切に調
整することにより容易に実現できる。
【００３４】図１２（ｂ）は、量子ドットＤ１，Ｄ２間
の障壁Ｂ１が比較的厚い場合を示している。これによれ
ば、異なる非線形効果（すなわち光学的検波）に適した
構成が得られる。量子ドットＤ１，Ｄ２は充分に近接し
ているので、両者に関する量子力学的波動関数は量子化
エネルギー準位Ｅ１〜Ｅ４を示す。この場合、レベルＥ
１，Ｅ２は、それぞれドットＤ１，Ｄ２において空間共
振(spatial resonances)を示し、準位Ｅ３は両井戸にお
いて空間最大値(spatial maxima)を示す。このように、
波長ｈｖの入力放射は電子を基底状態Ｅ１から状態Ｅ４
へ押し上げ、さらに状態Ｅ４から状態２へ降下させるの
に利用される。状態Ｅ２にある電子の降下はゆるやかな
ので、エネルギーｈｖによる光ポンピングは、長寿命の
電気的ダイポール（よって、大きな光学的検波係数）を
生じさせる。前述のように、両井戸の結合した非対称性
は印加電圧Ｖ１，Ｖ２，Ｖ３によって容易に調整できる
ので、図１２（ｂ）に示した量子力学的エネルギー状態
の構造および共振は容易に達成される。これは、エピタ
キシアル成長プロセスによって共振が定められる、前述
のCapassoらの垂直ドープ構造の従来の２井戸構成と比
較して対照的である。
の障壁Ｂ１が比較的厚い場合を示している。これによれ
ば、異なる非線形効果（すなわち光学的検波）に適した
構成が得られる。量子ドットＤ１，Ｄ２は充分に近接し
ているので、両者に関する量子力学的波動関数は量子化
エネルギー準位Ｅ１〜Ｅ４を示す。この場合、レベルＥ
１，Ｅ２は、それぞれドットＤ１，Ｄ２において空間共
振(spatial resonances)を示し、準位Ｅ３は両井戸にお
いて空間最大値(spatial maxima)を示す。このように、
波長ｈｖの入力放射は電子を基底状態Ｅ１から状態Ｅ４
へ押し上げ、さらに状態Ｅ４から状態２へ降下させるの
に利用される。状態Ｅ２にある電子の降下はゆるやかな
ので、エネルギーｈｖによる光ポンピングは、長寿命の
電気的ダイポール（よって、大きな光学的検波係数）を
生じさせる。前述のように、両井戸の結合した非対称性
は印加電圧Ｖ１，Ｖ２，Ｖ３によって容易に調整できる
ので、図１２（ｂ）に示した量子力学的エネルギー状態
の構造および共振は容易に達成される。これは、エピタ
キシアル成長プロセスによって共振が定められる、前述
のCapassoらの垂直ドープ構造の従来の２井戸構成と比
較して対照的である。
【００３５】図１１の素子の変形例を図１３に示す。こ
の構成では、量子ドットＤ１，Ｄ２は導電領域２１によ
り結合され、“ドッグボーン”形状をなす。導電領域２
１の幅を制御するには、電極２０を２個の部分２０ａ，
２０ｂで構成し、これに印加する電圧Ｖ３が領域２１の
幅を空間ピンチング(spatial pinching)をもたらすよう
にする。ドットＤ１，Ｄ２の空間的非対称性は、以下、
図１４で説明する非線形効果をもたらす。
の構成では、量子ドットＤ１，Ｄ２は導電領域２１によ
り結合され、“ドッグボーン”形状をなす。導電領域２
１の幅を制御するには、電極２０を２個の部分２０ａ，
２０ｂで構成し、これに印加する電圧Ｖ３が領域２１の
幅を空間ピンチング(spatial pinching)をもたらすよう
にする。ドットＤ１，Ｄ２の空間的非対称性は、以下、
図１４で説明する非線形効果をもたらす。
【００３６】ドットＤ１，Ｄ２に関するポテンシャル井
戸は、量子ドットの大きさに比して狭い導電チャネル２
１により分離される結果、量子ドットＤ１，Ｄ２の励起
状態はチャネルにより結合されるが、低いエネルギー状
態はほぼ独立している。この効果は、図１４において破
線で示した障壁Ｂ２（この高さは図１２に示したものよ
りいくらか低い）と等価である。許容されるエネルギー
状態Ｅ１，Ｅ２，Ｅ３は、次のようになる。すなわち、
エネルギー状態Ｅ１はフェルミ準位ＥFより低く、井戸
Ｄ１においてその共振を有する。エネルギー状態Ｅ３は
フェルミ準位ＥFより高く、井戸Ｄ２においてその共振
を有する。エネルギー状態Ｅ２は実効的な障壁Ｂ２の高
さより上に位置し、両井戸Ｄ１，Ｄ２の各々に関して共
振を有する。準位Ｅ１のみフェルミ準位ＥFより低いレ
ベルに位置しているので、入力光がない場合には準位Ｅ
１のみが占有される。電極１８，１９，２０に与える電
位を適切に選定することにより、量子ドットＤ１，Ｄ２
を入力放射に同調させることができ、これにより、入力
放射に対して、その波長ｈｖがエネルギー準位の差Ｅ２
−Ｅ１に相当する場合、基底準位Ｅ１にある電子を準位
Ｅ２に押し上げ、その後準位Ｅ２から準位Ｅ３へ降下さ
せるようにすることができる。
戸は、量子ドットの大きさに比して狭い導電チャネル２
１により分離される結果、量子ドットＤ１，Ｄ２の励起
状態はチャネルにより結合されるが、低いエネルギー状
態はほぼ独立している。この効果は、図１４において破
線で示した障壁Ｂ２（この高さは図１２に示したものよ
りいくらか低い）と等価である。許容されるエネルギー
状態Ｅ１，Ｅ２，Ｅ３は、次のようになる。すなわち、
エネルギー状態Ｅ１はフェルミ準位ＥFより低く、井戸
Ｄ１においてその共振を有する。エネルギー状態Ｅ３は
フェルミ準位ＥFより高く、井戸Ｄ２においてその共振
を有する。エネルギー状態Ｅ２は実効的な障壁Ｂ２の高
さより上に位置し、両井戸Ｄ１，Ｄ２の各々に関して共
振を有する。準位Ｅ１のみフェルミ準位ＥFより低いレ
ベルに位置しているので、入力光がない場合には準位Ｅ
１のみが占有される。電極１８，１９，２０に与える電
位を適切に選定することにより、量子ドットＤ１，Ｄ２
を入力放射に同調させることができ、これにより、入力
放射に対して、その波長ｈｖがエネルギー準位の差Ｅ２
−Ｅ１に相当する場合、基底準位Ｅ１にある電子を準位
Ｅ２に押し上げ、その後準位Ｅ２から準位Ｅ３へ降下さ
せるようにすることができる。
【００３７】このプロセスは、光メモリ素子にも応用す
ることができる。もし、状態Ｅ３のライフタイムを充分
に長くすることができれば、本素子は、本質的に２安定
なメモリ素子として動作しうる。このメモリは、図１５
（ａ）に示すように、光ｈｖ1＝Ｅ２−Ｅ１により「書
込み」が行われ、準位Ｅ３に落ち着く。さらに、図１５
（ｂ）に示すように、光ｈｖ2＝Ｅ２−Ｅ３により「リ
セット」される。メモリの読出しは、誘起されたダイポ
ールモーメントによる、２個の外部コンタクト（図示せ
ず）の光電圧(photovoltage)を検出することにより、あ
るいは、波長ｈｖ1，ｈｖ2の放射の吸収の変化を検出す
ることにより行える。本発明による素子は、ドットＤ
１，Ｄ２に関する井戸がそれらのラテラル広がり程度の
調整によって個々に調整でき、したがって、相対的な準
位Ｅ１〜Ｅ３を調整することができ、これにより入力放
射の波長に対する共振を実現し、所望出力を得ることが
できる、という利点を有する。
ることができる。もし、状態Ｅ３のライフタイムを充分
に長くすることができれば、本素子は、本質的に２安定
なメモリ素子として動作しうる。このメモリは、図１５
（ａ）に示すように、光ｈｖ1＝Ｅ２−Ｅ１により「書
込み」が行われ、準位Ｅ３に落ち着く。さらに、図１５
（ｂ）に示すように、光ｈｖ2＝Ｅ２−Ｅ３により「リ
セット」される。メモリの読出しは、誘起されたダイポ
ールモーメントによる、２個の外部コンタクト（図示せ
ず）の光電圧(photovoltage)を検出することにより、あ
るいは、波長ｈｖ1，ｈｖ2の放射の吸収の変化を検出す
ることにより行える。本発明による素子は、ドットＤ
１，Ｄ２に関する井戸がそれらのラテラル広がり程度の
調整によって個々に調整でき、したがって、相対的な準
位Ｅ１〜Ｅ３を調整することができ、これにより入力放
射の波長に対する共振を実現し、所望出力を得ることが
できる、という利点を有する。
【００３８】図１１または図１３に示した素子を鎖状に
用いて、図１６に示すような光−電子スイッチを構成す
ることも可能である。量子ドット構造が図示のようにな
っているので、大きい方の量子ドットＤ1１〜Ｄn１は比
較的薄い障壁で分離されており、入力コンタクト２２か
ら出力コンタクト２３へ延びる、常時導通状態の量子ド
ット列を構成する。また、小さい方の量子ドットＤ1２
〜Ｄn２は、コンタクト２２，２３の間に非導通状態の
量子ドット列を構成する。この理由は、ドットＤ２間の
障壁の幅が比較的広く、導通が禁じられるからである。
用いて、図１６に示すような光−電子スイッチを構成す
ることも可能である。量子ドット構造が図示のようにな
っているので、大きい方の量子ドットＤ1１〜Ｄn１は比
較的薄い障壁で分離されており、入力コンタクト２２か
ら出力コンタクト２３へ延びる、常時導通状態の量子ド
ット列を構成する。また、小さい方の量子ドットＤ1２
〜Ｄn２は、コンタクト２２，２３の間に非導通状態の
量子ドット列を構成する。この理由は、ドットＤ２間の
障壁の幅が比較的広く、導通が禁じられるからである。
【００３９】ドットＤ１，Ｄ２の各組のポテンシャル井
戸構成は、ほぼ図１５に示すとおりである。すなわち、
本素子が図１５（ａ）に示すように波長ｈｖ1で照らさ
れたとき、ドットＤ２に関する各井戸についてエネルギ
ー状態Ｅ３が占有される。ドットＤ１の非占有(depopul
ation)の結果、常時導通チャネルの導電率が減少する。
すなわち、特定の波長の入力放射に応答して、その導電
性を切り替えることが可能になる。小ドットＤ２は、伝
導バンドでの電子移動による導電性を消滅させる、バル
ク半導体の局所電子トラップに類似する。この素子を導
電状態に戻すには、波長ｈｖ2の光を照射する。これに
より、ドットＤ２の電子がドットＤ１へ戻る、すなわ
ち、エネルギー準位Ｅ３からＥ２を介してＥ１へ戻る。
前述のように、バイアス電圧Ｖ１〜Ｖ３によりドットＤ
１，Ｄ２のラテラル広がり程度を制御することができる
ので、本スイッチは、波長ｈｖ1，ｈｖ2の入力放射に同
調させることができ、かつ、共振が純粋に製造時の素子
構造に依存するということがなくなる。
戸構成は、ほぼ図１５に示すとおりである。すなわち、
本素子が図１５（ａ）に示すように波長ｈｖ1で照らさ
れたとき、ドットＤ２に関する各井戸についてエネルギ
ー状態Ｅ３が占有される。ドットＤ１の非占有(depopul
ation)の結果、常時導通チャネルの導電率が減少する。
すなわち、特定の波長の入力放射に応答して、その導電
性を切り替えることが可能になる。小ドットＤ２は、伝
導バンドでの電子移動による導電性を消滅させる、バル
ク半導体の局所電子トラップに類似する。この素子を導
電状態に戻すには、波長ｈｖ2の光を照射する。これに
より、ドットＤ２の電子がドットＤ１へ戻る、すなわ
ち、エネルギー準位Ｅ３からＥ２を介してＥ１へ戻る。
前述のように、バイアス電圧Ｖ１〜Ｖ３によりドットＤ
１，Ｄ２のラテラル広がり程度を制御することができる
ので、本スイッチは、波長ｈｖ1，ｈｖ2の入力放射に同
調させることができ、かつ、共振が純粋に製造時の素子
構造に依存するということがなくなる。
【００４０】以上説明したラテラルに非対称な量子ドッ
トの非線形係数について、量子力学的な摂動（perturba
tion)を用いて行なった理論的な計算は、以下のことを
示す。非対称ドットのダイポールモーメントのサイズ
は、図１および図２で説明した従来の構成のものと同等
であるが、次のような利点を有する。すなわち、ドット
のサイズおよびラテラル非対称性を制御することがで
き、これにより動作時の異なる波長に対する構成を最適
化する際に柔軟性を持たせることができる。図１７に示
すように、動作時に与えられた周波数に対して、ドット
のサイズおよび非対称性の程度を調整して、同時にダイ
ポールモーメントを最大化するとともに、３つの低いエ
ネルギーバンド間で均等なエネルギー分離が存在する共
振状態を得るようになされた場合、ドットのピンチ領域
(pinched region)の幅および長さには以下のような固定
の関係がある。
トの非線形係数について、量子力学的な摂動（perturba
tion)を用いて行なった理論的な計算は、以下のことを
示す。非対称ドットのダイポールモーメントのサイズ
は、図１および図２で説明した従来の構成のものと同等
であるが、次のような利点を有する。すなわち、ドット
のサイズおよびラテラル非対称性を制御することがで
き、これにより動作時の異なる波長に対する構成を最適
化する際に柔軟性を持たせることができる。図１７に示
すように、動作時に与えられた周波数に対して、ドット
のサイズおよび非対称性の程度を調整して、同時にダイ
ポールモーメントを最大化するとともに、３つの低いエ
ネルギーバンド間で均等なエネルギー分離が存在する共
振状態を得るようになされた場合、ドットのピンチ領域
(pinched region)の幅および長さには以下のような固定
の関係がある。
【００４１】 （１−２＊ｙfraction）＊Ｌｙ＝（１／３）＊Ｌｘ ここに、ｙfractionは、ピンチ領域の幅を表わす変数で
ある。また、 Ｌｙ＝量子ドットの全体の幅 Ｌｘ＝量子ドットの全体の長さ である。
ある。また、 Ｌｙ＝量子ドットの全体の幅 Ｌｘ＝量子ドットの全体の長さ である。
【００４２】ピンチ領域の幅は、量子ドットの長さの３
分の１に等しい。
分の１に等しい。
【００４３】この関係は、共振３レベルシステムの上位
状態に関与する（１，３）波動関数および（３，１）波
動関数の対称性の結果である。これらの状態は、量子ド
ットが対称であれば直交(orthogonal)関係にあるが、非
対称性が与えられた場合には、例えば、量子ドットが図
４（ａ）の状態から図４（ｂ）の状態へ切り替えられた
場合、混合する。最大限の混合状態、すなわち最大の非
線形係数は、上記関係により与えられる。
状態に関与する（１，３）波動関数および（３，１）波
動関数の対称性の結果である。これらの状態は、量子ド
ットが対称であれば直交(orthogonal)関係にあるが、非
対称性が与えられた場合には、例えば、量子ドットが図
４（ａ）の状態から図４（ｂ）の状態へ切り替えられた
場合、混合する。最大限の混合状態、すなわち最大の非
線形係数は、上記関係により与えられる。
【００４４】図１８は、非対称性を増加させた（３，
１）波動関数の発展結果（evolution)を示している。ｙ
fractionが約０．３のとき、（１，３）モードと（３，
１）モードの混合が最適化される。すなわち、上述した
関係は、ラテラル非対称量子ドットの性質を最適化する
ための単純な設計規則と考えることができる。
１）波動関数の発展結果（evolution)を示している。ｙ
fractionが約０．３のとき、（１，３）モードと（３，
１）モードの混合が最適化される。すなわち、上述した
関係は、ラテラル非対称量子ドットの性質を最適化する
ための単純な設計規則と考えることができる。
【００４５】
【発明の効果】本発明により、量子井戸内の２次元電子
ガスをラテラルに閉じ込めることにより量子ドット構造
を形成し、印加するバイアスによってラテラル非対称性
を制御できる。
ガスをラテラルに閉じ込めることにより量子ドット構造
を形成し、印加するバイアスによってラテラル非対称性
を制御できる。
【図１】従来の量子井戸構造の断面図である。
【図２】図１の量子井戸についての種々のポテンシャル
井戸の説明図である。
井戸の説明図である。
【図３】本発明による非線形素子の模式的斜視図（ａ）
およびその量子ドットの断面図である。
およびその量子ドットの断面図である。
【図４】図３に示した量子ドットの平面図であり、
（ａ）は対称量子ドット、（ｂ）は電界印加により生じ
た非対称量子ドットを示す。
（ａ）は対称量子ドット、（ｂ）は電界印加により生じ
た非対称量子ドットを示す。
【図５】量子ドットのアレイ（列）の平面図であり、
（ａ）ではドットが対称配置され、（ｂ）ではラテラル
バイアス電界印加による非対称性がドットに与えられて
いる。
（ａ）ではドットが対称配置され、（ｂ）ではラテラル
バイアス電界印加による非対称性がドットに与えられて
いる。
【図６】図４（ｂ）に対応する非対称量子ドットの説明
図である。
図である。
【図７】図６のタンメン線Ａ−Ａ’，Ｂ−Ｂ’，Ｃ−
Ｃ’に沿ったポテンシャル井戸の説明図であり、３つの
量子化エネルギー準位Ｅ１，Ｅ２，Ｅ３において生じる
非対称波動関数を示す。
Ｃ’に沿ったポテンシャル井戸の説明図であり、３つの
量子化エネルギー準位Ｅ１，Ｅ２，Ｅ３において生じる
非対称波動関数を示す。
【図８】図１に対応する従来素子の側縁に入射光がどの
ように入射されるかの説明図（ａ）および本発明の素子
において入射光をウエハの主表面に直角に入射させるこ
とができることの説明図（ｂ）である。
ように入射されるかの説明図（ａ）および本発明の素子
において入射光をウエハの主表面に直角に入射させるこ
とができることの説明図（ｂ）である。
【図９】光を内部反射させてアレイの複数の量子ドット
を通過させるようにした、本発明の素子のより実用的な
形式の斜視図である。
を通過させるようにした、本発明の素子のより実用的な
形式の斜視図である。
【図１０】周波数倍増のためのフェーズ(phase)マッチ
ング状態を得るために量子ドットの列ごとに交互に非対
称性を反転させた周波数倍増器に利用した本発明の素子
の平面図である。
ング状態を得るために量子ドットの列ごとに交互に非対
称性を反転させた周波数倍増器に利用した本発明の素子
の平面図である。
【図１１】量子ドット構造が第１および第２の非対称配
置井戸を有し、両者の間に制御可能な障壁をもつポテン
シャル井戸構造を有する、本発明の素子の模式的斜視図
である。
置井戸を有し、両者の間に制御可能な障壁をもつポテン
シャル井戸構造を有する、本発明の素子の模式的斜視図
である。
【図１２】井戸に関する許容される電子状態の説明図で
ある。
ある。
【図１３】第１および第２の井戸の間に延びる導電性の
細長い領域をもつ本素子の変形例の模式的斜視図であ
る。
細長い領域をもつ本素子の変形例の模式的斜視図であ
る。
【図１４】図１３に示した井戸の許容されるエネルギー
状態の説明図である。
状態の説明図である。
【図１５】図１３（または図１４）の素子が光学的メモ
リとしてどのように使用されうるかの説明図である。
リとしてどのように使用されうるかの説明図である。
【図１６】光学的スイッチング素子に内蔵された本発明
の素子の説明図である。
の素子の説明図である。
【図１７】最大のダイポールモーメントを計算する際に
用いる非対称ドットの大きさの説明図である。
用いる非対称ドットの大きさの説明図である。
【図１８】図１７に示した量子ドットの程度の異なる非
対称性に対する波動関数の一連のプロットの説明図であ
る。
対称性に対する波動関数の一連のプロットの説明図であ
る。
Ｄ１〜Ｄ５…量子ドット、１０…絶縁領域、１１…電
極、１２…空乏領域。
極、１２…空乏領域。
───────────────────────────────────────────────────── フロントページの続き (72)発明者 マティアス ワグナ イギリス国、ケンブリッジ シー・ビー・ ３ ０エイチ・イー、マディングレー ロ ード、ヒタチ ヨーロッパ リミテッド キャベンディッシュ ラボラトリー、ヒタ チ ケンブリッジ ラボラトリー アール アンド ディー センター内
Claims (21)
- 【請求項１】少なくとも１個の量子ドット構成を有する
非線形光学素子であって、 量子化エネルギー状態にある電荷キャリアに対して、或
る深さおよび横方向広がりを有する少なくとも１個の井
戸を含むするポテンシャル井戸構造を定める手段と、 該井戸構造に対して電気的バイアスを印加し、その横方
向広がり程度を変化させることにより、入射放射に対す
る非線形光学特性を示す非対称性を制御するバイアス手
段とを備えた非線形光学素子。 - 【請求項２】前記量子ドット構造は半導体基板上に形成
されることを特徴とする請求項１記載の非線形光学素
子。 - 【請求項３】前記基板は、導電領域を定める手段と、該
導電領域を特定の領域に制限して前記井戸を定める制限
手段とを有することを特徴とする請求項２記載の非線形
光学素子。 - 【請求項４】前記制限手段は、前記井戸を囲む領域を定
める手段を有することを特徴とする請求項３記載の非線
形光学素子。 - 【請求項５】前記バイアス手段は、前記井戸の横方向に
配置された電極を有することを特徴とする請求項２記載
の非線形光学素子。 - 【請求項６】複数の前記量子ドット構造をアレイ状に配
置し、各ドットに対して、その対向するラテラル側部に
前記バイアスを印加する第１および第２の電極を有する
ことを特徴とする請求項１記載の非線形光学素子。 - 【請求項７】複数の前記ドット構造を複数のグループと
し、各グループが異なるバイアスを受けるよう配置さ
れ、各グループのドットにそれぞれラテラル非対称性が
付与されたことを特徴とする請求項１記載の非線形光学
素子。 - 【請求項８】前記ドット構造は３次元アレイ状に配置さ
れたことを特徴とする請求項６記載の非線形光学素子。 - 【請求項９】前記量子ドット構造を通過するよう光を入
射する光ガイド手段を有する請求項６記載の非線形光学
素子。 - 【請求項１０】前記光ガイド手段は複数の前記量子ドッ
トを通過させながら前記入射光を複数回反射させる手段
を有することを特徴とする請求項９記載の非線形光学素
子。 - 【請求項１１】前記ドット構造上にコヒーレント光放射
を入射する光源手段を有することを特徴とする請求項１
記載の非線形光学素子。 - 【請求項１２】前記量子ドット構造は、協動して非対称
性を示す第１および第２の井戸を含むポテンシャル井戸
構成を有することを特徴とする請求項１記載の非線形光
学素子。 - 【請求項１３】前記バイアス手段は、個々の前記井戸の
横方向広がり程度を制御することを特徴とする請求項１
２記載の非線形光学素子。 - 【請求項１４】両井戸の間のポテンシャル障壁の横方向
広がり程度を制御する電気的バイアス手段を有すること
を特徴とする請求項１２記載の非線形光学素子。 - 【請求項１５】前記障壁は光学的検波が行えるような幅
を有することを特徴とする請求項１４記載の非線形光学
素子。 - 【請求項１６】前記障壁は、特定の周波数の入力放射の
高調波を発生するような幅を有することを特徴とする請
求項１４記載の非線形光学素子。 - 【請求項１７】特定の周波数の入力放射に対して、電荷
キャリアが一つの井戸から他の井戸へほぼ双安定的に切
り替わり、他の周波数の入力放射に対して、前記電荷キ
ャリアが前記他の井戸から前記一つの井戸へほぼ双安定
的に切り替わることを特徴とする請求項１２記載の非線
形光学素子。 - 【請求項１８】複数の前記量子ドットが鎖状に配置さ
れ、前記第１の井戸が、入力放射により比較的導電性の
状態から比較的非導電性の状態に切り替わる経路を定め
ることを特徴とする請求項１７記載の非線形光学素子。 - 【請求項１９】量子化エネルギー状態にある電荷キャリ
アに対して、与えられた深さおよび横方向広がり程度を
有するポテンシャル井戸構造を定める手段と、 該井戸に対して電気的バイアスを印加して前記横方向広
がり程度を制御することにより非対称性を制御するバイ
アス手段とを備えた非線形光学素子。 - 【請求項２０】前記井戸は、長さＬｘ，幅Ｌｙを有し、
非対称性をもたらすための、前記幅より狭いピンチ領域
を備え、該ピンチ領域の幅が前記長さＬｘの予め定めた
数分の１であることを特徴とする請求項１９記載の非線
形光学素子。 - 【請求項２１】前記ピンチ領域の幅を前記量子ドットの
長さＬｘの３分の１とし、該ドットの最低量子化エネル
ギーバンドに対する非対称性を最大化したことを特徴と
する請求項２０記載の非線形光学素子。
Applications Claiming Priority (2)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| GB9125727.9 | 1991-12-03 | ||
| GB919125727A GB9125727D0 (en) | 1991-12-03 | 1991-12-03 | Non-linear optical device |
Publications (1)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPH05249512A true JPH05249512A (ja) | 1993-09-28 |
Family
ID=10705644
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP4323161A Pending JPH05249512A (ja) | 1991-12-03 | 1992-12-02 | 非線形光学素子 |
Country Status (5)
| Country | Link |
|---|---|
| US (1) | US5291034A (ja) |
| EP (1) | EP0545595B1 (ja) |
| JP (1) | JPH05249512A (ja) |
| DE (1) | DE69222617T2 (ja) |
| GB (1) | GB9125727D0 (ja) |
Cited By (1)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JP2013511064A (ja) * | 2009-11-24 | 2013-03-28 | ユニバーシティ オブ ソウル インダストリー コーポレーション ファウンデーション | 結合非対称量子閉じ込め構造 |
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| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
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| JPH0786615A (ja) * | 1993-09-14 | 1995-03-31 | Fujitsu Ltd | 半導体量子ドット装置 |
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