JPH0616552B2

JPH0616552B2 - 新半導体デバイス

Info

Publication number: JPH0616552B2
Application number: JP60504030A
Authority: JP
Inventors: ジヨージシモンズ，ジヨン; ウオルタータイラー，ジオフレイ
Original assignee: AT&T Corp
Current assignee: AT&T Corp
Priority date: 1984-09-21
Filing date: 1985-09-06
Publication date: 1994-03-02
Anticipated expiration: 2009-03-02
Also published as: WO1986001939A1; DE3572752D1; CA1270933C; EP0197052B1; EP0197052A1; JPS62500273A; CA1270933A

Description

【発明の詳細な説明】本発明の背景本発明の分野本発明はトランジスタ、サイリスタ、光エミツタ、光検
出器及び他の固体素子に適したデバイス構造に係る。

従来技術の記述動作速度と伝達コンダクタンスは、素子設計者がより優
れた特性を得るために、増加させることを無限に探し続
けている二つの特性である。本発明は周知のバイポーラ
及びＭＯＳデバイスの特徴と性質を組合せた新しいデバ
イスに向けられ、他の利点の中でも、比較的簡単な製造
上の条件と低電荷蓄積と組合さつた、高い電流利得と高
い伝達コンダクタンスを有する。

本発明の要約本発明者らは反転層が二つの領域間の電気的キヤリヤの
流れを制御する固体素子を意図した。デバイスは一実施
例において、バイポーラ反転チヤネル金属性エミツタト
ランジスタ（ＢＩＣＭＥＴ）に設計され、それはより広
い禁制帯領域にオーム性接触した金属性エミツタ；より
狭い禁制帯のコレクタ領域；より広い禁制帯領域とより
狭い禁制帯領域間の界面に形成された反転層に接触した
チヤネル接触を含む。サイリスタ、光エミツタ等を含む
他のデバイスを得るために、他の領域を加えることがで
きる。動作の原理は、反転層中の電荷の動作をバイアス
することにより、エミツタからコレクタへの多数キヤリ
ヤの流れを制御することを基本にしており、それは電流
利得をもたらすことができる。フオトンの正孔−電子対
への変換が得られ、光検出器が作られる。

図面の簡単な説明第１図は実際の寸法比とは異なり、説明のため厚く示さ
れた障壁層（広禁制帯領域）を有するＢＩＣＭＥＴの一
実施例の断面を示す図、第２図はｐ−チヤネルＢＩＣＭＥＴのゼロバイアス（す
なわち平衡）エネルギーダイヤグラムを示す図、第３図はオフ状態のＢＩＣＭＥＴを示す図、第４及び５図はＢＩＣＭＥＴ中の内部電流パターンを示
す図、第６図はＢＩＣＭＥＴ回路中の端子電流を示す図、第７及び８図は順方向バイアス下の半導体空乏領域の距
離に対するエネルギーダイヤグラムと正孔密度を示す
図、第９及び１０図はInGaAsで形成したヘテロ接合及びＢＩ
ＣＭＥＴを示す図、第１１図はｎ−チヤネルAlGaAs−GaAs ＢＩＣＭＥＴエ
ネルギーダイヤグラムを示す図、第１２−１５図はAlGaAs−GaAs ＢＩＣＭＥＴのプロセ
ス工程を示す図、第１６図はｐ−チヤネルＳＩＰＯＳ−SiＢＩＣＭＥＴエ
ネルギーダイヤグラムを示す図、第１７−２０図はｐ−チヤネルＳＩＰＯＳ−SiＢＩＣＭ
ＥＴのプロセス工程を示す図、第２１−２５図はｐ−チヤネルＳＩＰＯＳ−SiＢＩＣＭ
ＥＴのデバイス特性を示す図、第２６図はｎ−チヤネルAlGaAs−GaAsＢＩＣＭＥＴのデ
バイス特性を示す図、第２７図は傾斜コレクタエネルギーギヤツプを有するAl
GaAs−GaAs ＢＩＣＭＥＴのデバイス特性を示す図、第２８図はｐ−チヤネルSiＢＩＣＭＥＴに対するコレク
タ拡張の効果を示す図、第２９−３０図はコレクタ拡張のあるもの及びないｐ−
チヤネルSiＢＩＣＭＥＴのデバイス特性を示す図、第３１図はダイオード接続のＢＩＣＭＥＴ及び特性を示
す図、第３２図はＢＩＣＭＥＴ光検出器断面（Si中）を示す
図、第３３図は増幅器に接続された光検出器の等価回路を示
す図、第３４図はＢＩＣＭＥＴ光エミツタを示す図、第３５図はＢＩＣＭＥＴ光エミツタ及びサイリスタの電
気的特性を示す図、第３６−３８図は第３４図の構造のエネルギーバンドダ
イヤグラムを示す図、第３９図はＢＩＣＭＥＴサイリスタを示す図である。

物理的構造ＢＩＣＭＥＴの物理的構造の例が、第１図に示されてい
る。以下の議論では、“ｐ−チヤネル”デバイスについ
て考察する。この場合、ｐ形反転層はｎ形材料間の界面
に形成される。“ｎ−チヤネル”デバイスは伝導形を反
転すれば同様である。しかし、“少数キヤリヤ”及び
“多数キヤリヤ”という用語は、両方の形のデバイスに
対して共通である。ｐ−チヤネルデバイスでは、バルク
材料がｎ形であるため、電子は多数キヤリヤとよばれ、
正孔が少数キヤリヤである。簡単のため、この定義は反
転層はｐ形伝導形をもつが、その中についても維持され
る。これらの定義はもちろんｎ−チヤネルデバイスでは
逆になる。この定義はあるデバイス中の少数キヤリヤは
多数キヤリヤとは異る伝導形をもつことを、暗示してい
る。“禁制帯”という用語は、デバイスのある領域の材
料の、価電子帯と伝導帯間のエネルギーレベルの差をさ
す。

ｐ−チヤネルＢＩＣＭＥＴは（第１図）、ｎ形の比較的
狭い禁制帯を含み、これは“コレクタ”とよばれる。
“エミツタ・アツプ”とよばれる一つの構成において、
コレクタは半導体ウエハ又はその上に形成されたエピタ
キシヤル層でよい支持基板１０中に、形成された。より
狭い禁制帯領域の表面に接して、ｎ形の比較的広い禁制
帯領域１２（“半絶縁性障壁層”と定義される）があ
り、これは薄膜を通しての熱電子的なキヤリヤの輸送が
できるよう十分薄いが、トンネルを防ぐには十分厚くす
る。“エミツタ”とよばれる金属層１４がこの領域に接
し、広禁制帯領域１２が金属性エミツタ１４をコレクタ
１０から分離する。金属性エミツタは半導体が実際には
非常に有効なエミツタではなく、事実キヤリヤの限られ
た源であり、常にその抵抗が高電流レベルでの支配的な
要因であるため用いられる。他方、金属はほとんど無限
のキヤリヤ供給源で、抵抗は低く、電荷は蓄積できない
ため、理想的なエミツタとしてのすべての基本的特徴を
有している。もちろん、問題はこれらの特徴の利点を生
かすために、金属を組込んだ構造を、現実することにあ
る。この構造において、金属層とコレクタ間の電界の効
果により、金属層はその下の反転層を生成したり、増大
したりする働きもする。金属層の端部を、以下で述べる
“ソース”に位置合せすることにより、制御のためこの
電界効果は反転層への電気的作用を発生させたり増大し
たりする。以下で議論するように、金属層は電気的に分
離された部分中に形成してもよく、その縁の部分は反転
層への作用を制御する働きをし、もう一方の部分はエミ
ツタとして働く。これらの部分は連続的な反転層を確保
するため、誘電体とわずかに重なりそれによつて分離さ
れてもよい。

ｐ−チヤネルＢＩＣＭＥＴにおいて、金属性エミツタに
隣接したｐ^＋井戸１６は、ここで“反転チヤネル”とも
よばれる反転層１８への電気的作用を与える。この作用
はここでは“チヤネル接触”と定義されあるいは“ソー
ス”とよばれる。これはチヤネル接触が反転層を横切る
多数キヤリヤの流れを制御する少数キヤリヤの源とし
て、働くからである。“反転層”はすべての二次元ガス
が反転を示すわけではないが、“二次元ガス”とよぶこ
ともできる。従つて、ｐ−チヤネルＢＩＣＭＥＴは反転
層中に二次元正孔ガスを有し、ｎ−チヤネルＢＩＣＭＥ
Ｔは二次元電子ガスを有する。ソースに対して用いた
“電気的接触”という用語は、反転層にはソースから直
接流れる少数キヤリヤが供給され、それによりエミツタ
からコレクタへの多数キヤリヤの流れを制御する。この
ことは、（エミツタからコレクタへ流れる）制御された
キヤリヤとは（反転層中の）制御キヤリヤが相対する伝
導形であることを示唆する。このことは、たとえばゲー
ト接地形態で動作する増加姿態電界効果トランジスタと
は異る。その場合、ソースからドレインへ流れる制御さ
れたキヤリヤは、ソースから（反転チヤネル中へ）流れ
る制御キヤリヤと同一で、従つて制御キヤリヤ及び制御
されたキヤリヤの両方が同じ伝導形である。ここで用い
るように、“動作電位”という用語は、多数キヤリヤを
エミツタからコレクタへ流す電圧を、エミツタとコレク
タ間に印加することをさす。ソース、エミツタ及びコレ
クタに対する外部から印加された電位が存在しないこと
は、ここでは“静止”状態とよび、デバイスもまた“静
止”しているとよばれる。

エネルギー帯ダイヤグラム平衡条件下のＢＩＣＭＥＴに必要とされるエネルギー帯
が、第２図のエネルギーダイヤグラムで示されている。
明確にするため、いずれもこれらの材料に許される定義
たとえば、両方が半導体であるとか半絶縁体であるとい
う定義には、必ずしもあてはまらないとしても、ここで
はより広い禁制帯の材料（薄膜障壁層１４）を“半絶縁
体”とよび、禁制帯の狭い方の材料１０を“半導体”と
よぶ。更に、これらの用語は抵抗率の差を意味しない。
なぜならば、いずれかが他方より、より大きな抵抗率を
もつかあるいは、それらが同程度の抵抗率をもつてもよ
いからである。加えて、“狭禁制帯”及び“広禁制帯”
という用語は、反転層付近の材料について定義される。
なぜならば、以下で更に説明するように、結晶組成又は
ドーピングレベルの変化により、禁制帯は反転層から離
れて、いずれかの領域中で傾斜させることができるから
である。解析のため、半導体材料は動作バイアス下で、
その表面に形成される空乏層を伴うよう十分厚いと仮定
する。他方、半絶縁体は十分薄く、(a)その中の電界は
本質的に一定である。(b)電子と正孔は、本質的に散乱
されることなく、通過する。すなわち、伝導プロセスは
熱電子的である。(c)再結合及び空間電荷効果は無視で
きると仮定する。半絶縁体の典型的な厚さは、７０オン
グストロームないし１０００オングストロームの範囲
で、より典型的には１５０ないし４００オングストロー
ムである。

ここで用いる記号を、以下の表で定義する。^＊という上に添えた記号は、平衡での値を意味すること
に注意されたい。

記号表 A デバイス面積 A^* リチヤードソン定数（１２０Acm²／Ｋ^２） Ci 半絶縁層の容量 d 半絶縁層の厚さ Dp、Dn ｎ形（ｐ形）半導体領域中の正孔（電子）の
拡散定数 E_Fn ｎ形半導体バルク中のフエルミレベル ΔE_Fn ｎ形半導体中のフエルミレベルと伝導帯の
曲りの間のエネルギー差 Ec、Ev、Eci、Evi それぞれ半導体及び半絶縁体中の伝導
（価電子）帯エネルギー Eg、Egi それぞれ半導体及び半絶縁体の禁制帯エネル
ギー Ei^* 半絶縁体中の平衡電界（＝−Vi/d） ε_s 半導体誘電定数 G ＢＩＣＭＥＴのdc電流利得 Ic、I_F、Is それぞれ、コレクタ、エミツタ、ソース電流 Jpc、Ipc ソースからコレクタへの正孔電流成分（それ
ぞれ密度及び全電流） Jpi、Ipi 半絶縁体中の正孔電流密度及び全正孔電流 Jg、Ig コレクタ空乏領域中の（それぞれ）発生電流
密度及び電流 Jni、Ini 半絶縁体中の電子電流密度及び全電流 J_E エミツタ電流密度 J_c コレクタ電流密度 L_p ｎ形半導体中の正孔拡散長 m_c 電子の有効質量 Nc 半絶縁体又は半導体の伝導帯における状態密
度（便利のため、同じと仮定する、） Nv 半絶縁体又は半導体の価電子帯中の状態密度
（便利のため同じと仮定する、） Nd、Ndi それぞれ半導体及び半絶縁体中のドナ密度 ni 半導体真性キヤリヤ密度 φs 半導体空乏領域の電圧帯曲り２φ_F バルク半導体中の平衡フエルミエネルギーの
２倍 φc＝-qVi^*+φn 半導体半絶縁体界面における電子障壁
高さ φn 金属半絶縁体界面における電子に対する小障
壁 φp 半導体半絶縁体界面における正孔に対するエ
ネルギー障壁 ΔEc、ΔEv 半導体及び半絶縁体間双壁の伝導（価電
子）帯不連続；第２図参照 φs^* 半導体の平衡表面電位 Δφs バイアス下の半導体の表面電位の変化 -qVi^*＝φc−φn ゼロバイアス印加時の半絶縁体中の
電圧降下 po 正孔の表面密度（cm^-3） pno ｎ形半導体中の正孔のバルク密度 po^* 半導体表面における正孔の平衡密度 p(x_d) 空乏領域の端部における正孔キヤリヤ密度 Qc バイアスを印加した半導体中の単位面積当り
の電荷 Qs^* バイアスが印加されていない時の半導体中の
単位面積当りの電荷 q 電子の電荷 Qi、Qi^* 半導体界面における単位面積当りの不動電荷
及び単位面積当りの平衡不動電荷 Qinv、Qinv^* 半導体中の単位面積当りの不動電荷及び単
位面積当りの平衡可動電荷 Qd 半導体中の単位面積当りの空乏電荷 Qst バイアス下のＢＩＣＭＥＴ中の単位面積当り
の全蓄積電荷（＝Qs-Qs^＊） Qsti バイアス下のＢＩＣＭＥＴ中の単位面積当り
の蓄積可動電荷（＝Qi-Qi^＊） Roe エミツタ接地出力抵抗 τg 半導体の発生寿命 Vs 飽和速度（Si−ＳＩＰＯＳ界面又はAlGaAs-G
aAs界面では１０^７cm/secととる） Vtp、Vth 半絶縁体中の（それぞれ）正孔、電子の熱速
度 Vi、Vi^＊半絶縁性障壁層にかかる電圧及び平衡電圧 ΔVi Vi−Vi^＊ Vsc ソース−コレクタ電圧 Vs_E ソース−エミツタ電圧 Vc_E コレクタ−エミツタ電圧 Xd コレクタ空乏幅 β q/kT k ボルツマン定数 T 絶対温度 εp 価電子帯上のアレクセプタエネルギー準位 ΔEiΔEi^＊価電子帯に対する位置及び平衡位置及び平
衡位置フエルミ準位ＢＩＣＭＥＴの最も大きな特徴は、コレクタ空乏領域が
典型的な場合、バイアスのない時すなわち静止状態にお
いてすら、半絶縁体界面まで、本質的に延びることであ
る。半導体の伝導帯のエネルギーレベルは、表面に近づ
くにつれ、連続的に増加し、表面において反転層が存在
する。ここで用いるように“反転”というのは半絶縁体
と界面をなす半導体表面における電界印加層をさし、層
は半導体のバルクとは相対する伝導形をもつ。典型的な
実施例において、表面電位（φs^*）の絶対値は、バイア
ス電圧を印加しない半導体バルクのフエルミレベルの２
倍（２φ_F）より大きく、それにより理想的なＭＯＳ空
乏トランジスタと同様のエネルギー帯を生じる。反転層
の形成は典型的な場合、電荷の堆積（たとえばイオン注
入、分子ビームエピタキシー又は他の不純物ドーピング
法）により、部分的に達成される。界面からの堆積電荷
の深さは、１０^１９キヤリヤ／cm^-3の堆積電荷密度の場
合、典型的には１００オングストローム以下である。し
かし、堆積領域に荷電キヤリヤが電気的に空乏状態であ
る限り、より深くすることは可能である。また、広禁制
帯及び狭禁制帯材料を、十分な仕事関数差をもつよう
に、すなわち異なるフエルミレベルをもち、反転が起る
ように選択することにより、少くともその一部分達成す
ることが可能である。（ここに示した材料はほぼ同程度
のフエルミレベルを有し、そのため電荷堆積を用いるこ
とについては、以下で述べる。）しかし、反転はまた、
以下で更に述べるように、短チヤネル効果又は動作バイ
アスにより、全部又は一部が達成できる。反転層のいず
れかの側の材料の禁制帯の差による価電子帯又は伝導帯
間の不連続により、反転電荷の閉じ込めができる。この
目的のため、ｐ−チヤネルＢＩＣＭＥＴの場合の価電子
帯エネルギー差（ΔEv）又はｎ−チヤネルＢＩＣＭＥＴ
の場合の伝導帯エネルギー差（ΔEc）は、少くとも０．
０２５電子ボルトである。たとえば、０．０５電子ボル
トの差により、反転層中の反転電荷の約８７パーセント
を保持できると見積られる。

従つて、ＢＩＣＭＥＴはベース−エミツタp-n接合をヘ
テロ接合（すなわち、異なる禁制帯エネルギーを有する
半導体間の接合）で置きかえた単なるバイポーラ接合ト
ランジスタとは、著しく異る。従つて、ヘテロ接合トラ
ンジスタは、典型的な場合、バイポーラ接合トランジス
タに付随した問題を有し、加えて避けられない格子不整
によるヘテロ接合界面における再結合の困難な問題をも
つ。他方、ＢＩＣＭＥＴはベースをもたず、バイポーラ
接合トランジスタ及びヘテロ接合バイポーラ接合トラン
ジスタとは異り、同じ形（たとえばｎ形）の二つの接す
る層から成る。ＢＩＣＭＥＴの反転層は半導体の相対す
るドーピングにより形成してもよいが、通常のバイポー
ラトランジスタのベースは、動作バイアスにより注入さ
れる電荷より、はるかに高い静止キヤリヤ密度をもつよ
うに、形成される。たとえば、バイポーラトランジスタ
のベース中のキヤリヤ密度は、典型的な場合、約１０
^１７ないし１０^１８キヤリヤ／cm³で、動作中注入され
る電荷密度は、典型的な場合、一桁下である。それに対
し、ＢＩＣＭＥＴにおいては、動作中の反転層内のキヤ
リヤ密度は、典型的な場合、堆積された電荷による静止
キヤリヤ密度の、少くとも１０倍、しばしば１００倍以
上である。たとえば、反転層は半導体−半絶縁体界面か
ら、１００オングストローム以下、典型的な場合５０オ
ングストローム以下しか延びない。従つて、一例として
１０^１８キヤリヤ／cm³の正孔キヤリヤ密度（po^*）は、
一例としての３０オングストロームの厚さの反転層中
に、約３×１０^１２キヤリヤ／cm²だけのシート電荷を
発生させるだけである。これは動作中ソースから反転層
に注入された電荷（ｐ−チヤネルＢＩＣＭＥＴの場合正
孔）密度より、本質的に低い。更に、動作バイアス電位
は反転のレベルを増し、それは本質的に背景となる電荷
より高い電荷密度を発生する。

得られた静止反転チヤネルには、このようにデバイスが
バイアスされた時、チヤネル接触から正孔が供給され
る。反転の条件により、界面状態中の電荷の再結合及び
捕獲が、本質的に減少する。再結合及び捕獲の減少はま
た、この目的に必要な反転の大きさを減す可能性のある
他の技術（たとえば、Si／ＳＩＰＯＳ界面の場合、水素
アニーリング）によつても実現される。半絶縁体中の平
衡電界Ei^*は正である。すなわち平衡半絶縁体電圧は
負、Vi^*＜０である。上で述べたように、反転チヤネル
は少くとも一部はバイアス電圧を印加しないで存在する
ように形成される。これは半導体又は半絶縁体又は両方
の界面に電荷を堆積することにより、実現される。典型
的な場合、ｐ−チヤネルＢＩＣＭＥＴにおいては、反転
層中のフエルミレベルが価電子帯の０．２電子ボルト以
内、ｎ−チヤネルデバイスの場合、伝導帯の０．２電子
ボルト以内になるように、最も典型的な場合、それらの
値が0.05ないし０．１電子ボルト以内になるように十分
な電荷が堆積される。

反転は短チヤネル効果によつても、全体又は一部が実現
できる。これはチヤネル長に対し、ソース−コレクタ接
合を深く作ること、又はチヤネルを比較的短く作ること
によつて導入できる。すると、ソース−コレクタｐ−ｎ
接合による空乏領域は、半絶縁体及び半導体間の界面の
限界まで、本質的に延びる。空乏領域端における電界
は、界面に堆積された電荷や動作電位が無い場合です
ら、反転を起すことができる。事実、０．１ミクロンオ
ーダーのチヤネル長において、反転を実現するために、
界面にドーピングを追加（すなわち電荷堆積）する必要
はない。上で述べたように、動作電位はまた、反転電荷
を増すようにも動作し、デバイスに電圧を印加すること
によつても、反転全体を達成することが可能である。し
かし、これは典型的な場合、ターンオン電圧（Vc_E、カ
ツトイン）を増すことになり、それは多くの場合望まし
くないが、他の場合には許容できたり、あるいは望まし
い。

BICMETの全電位を実現するために、チヤネル接触は反転
層に対する良好な電気的接触となるべきである。これは
エミツタに対するチヤネル接触の自己整合により得るの
が有利である。すると、チヤネル接触のｐ拡散は、半絶
縁体−半導体界面における反転層に、電気的に作用す
る。第１図を参照のこと。良好な電気的作用を確実にす
るために、金属性エミツタの場合、ある程度チヤネル接
触と重ねることが可能である。これはたとえば(P)ドー
パントを半絶縁体領域の端部下に、拡散させるため、チ
ヤネル接触領域を加熱することにより、実現される。し
かし、重畳部分を増すと、デバイスの寄生入力容量が増
すことになる。半絶縁体の端部から、短距離チヤネル接
触を離すことも可能である。ソース−コレクタ接合に付
随した空乏幅までの距離なら、恐らくそれを越えても、
抵抗の増加により、チヤネル接触から反転層への電気的
作用が、実効的に除かれるまで、許容できると見積られ
る。この空乏幅は典型的な場合、１０００オングストロ
ームのオーダーである。チヤネル接触と反転層間の任意
の障壁は、典型的な場合拡散障壁のみにすべきで、電界
依存性の導電領域は存在すべきでない。しかし、制御の
ため電界依存の導電領域を用いることができる。すなわ
ち、金属層は二つ（又はそれ以上）の領域に分割でき、
つけ加えた制御電極（図示されていない）は、第１図か
らわかるように、ソース及びエミツタ接触間の領域に接
することができる。これらの金属領域はそれらの端部で
ある程度重ねることができ、しかも誘電体で分離でき、
従つて制御電極及びエミツタ電極を分離する。この制御
電極に適当な電圧を印加すると、その下に反転層を発生
又は増大させることができ、ソースからエミツタ下の反
転層への電気的作用を起すことができる。あるいはこの
制御電極に相対する電圧を印加すると、そうでなければ
存在する反転層へのそのような作用を、減したり除去し
たりできる。第１図は単一チヤネル接触を示すが、半絶
縁体の周辺に接触を加えることにも注意すべきである。
事実、反転層への作用を改善するため、半絶縁体周囲
に、連続した環状チヤネル接触を設けることができる。

典型的な実施例において、ＢＩＣＭＥＴのエミツタはチ
ヤネル接触とは異なる高さに形成される。第１図を参照
のこと。このことによりチヤネル接触を半絶縁体によ
り、金属性エミツタから分離でき、従つて高ソース−エ
ミツタ漏れ電流を避けることができる。更に、この非平
坦形状により、上で注意したように、自己整合のように
して、ソースを反転層に接触させることができる。この
形状はｐ−ｎ接合がベースをエミツタから分離している
バイポーラトランジスタの典型的なプレーナ形状とは異
なることに注意されたい。“エミツタダウン”とよばれ
る別の実施例において、エミツタは基板中に形成され、
コレクタは基板上のメサ上に形成される。メサから短距
離離れたエミツタ接触は、エミツタに接触するが、基板
上のチヤネル接触は、前述のように反転層に接触する。
しかし、他の形状も可能である。

ｐ−チヤネルＢＩＣＭＥＴ中のソース電流と、ｐ−ＭＯ
Ｓトランジスタのソース（又はチヤネル）電流の間に
は、類似性のあることに気がつく。なぜならば、両者と
も半導体表面におけるｐ−チヤネル反転層中を流れる電
流を供給するからである。しかし、ＢＩＣＭＥＴはドレ
インを必要としない。その理由はソース電流が半絶縁体
を貫いてエミツタに流れることにある。これにより、Ｂ
ＩＣＭＥＴにはＭＯＳトランジスタに比べて、（中で
も）特に二つの利点がある。すなわち、(a)ＭＯＳパン
チスルーの現象は存在しない。これは寸法縮小に重要な
意味がある。；(b)デバイスはチヤネル電荷が流れ始め
ると直ちにターンオンを始める。従つて、ＭＯＳチヤネ
ル中のソースからドレインへの電荷の移動に付随した時
間遅れは、（ＢＩＣＭＥＴのエミツタからコレクタへ移
動する電子のはるかに短い遅延時間があるが、これは典
型的な場合６００オングストロームの距離である）除か
れる。ＢＩＣＭＥＴはＭＯＳ又はバイポーラトランジス
タのパンチスルーの制約は持たないから、はるかに小さ
な寸法まで縮小してもよい。事実、０．１μｍ以下の範
囲まで横方向寸法を縮小するのに、妨げは見当らない。

上で注意したように、反転層の形成は典型的な場合、
“短チヤネル”効果により、より小さな寸法で増進され
る。第１図を参照すると、空乏領域は堆積した反転電荷
が存在しなくとも、あるいはデバイスに動作電位が印加
されていなくても、半絶縁体下のソース（ｐ^＋拡散）か
ら延びる。これはもちろん、ｐ−ｎ接合における空乏領
域の通常の形成にもなる。キヤリヤが接合を横切り、静
電的な力が拡散の力と平衡状態を作るまで移行する。よ
り小さなデバイス形状において、ソース（ｐ^＋拡散）は
典型的な場合半絶縁体の幅に対し、より深くなる。従つ
て、空乏領域は半絶縁体の下に、ある種の形状において
はそれが半絶縁体下全体に延びるまで、更に延びる。す
なわち、それは半導体−半絶縁体界面の限界まで延び
る。反転層は界面における空乏領域とほぼ同じ大きさで
あるので、この短チヤネル効果はそれ自身、所望の反転
層を生じる。もちろん、反転は上で述べたように、動作
電位が印加された時、更に強まる。

半絶縁体の機能は、エミツタ及びコレクタ間に、ゼロ電
圧における電子に対する電位障壁（φn−qVi^*）及び正
孔に対する電位障壁（φｐ）を形成することである。理
想的には、エミツタ／半絶縁体接触は、できるだけオー
ム性に近くすべきである。すなわち、φ_ｎは０．１電子
ボルト以下、好ましくは０．０５電子ボルト以下にすべ
きである。その時、金属性エミツタ及び半絶縁体間の接
触電位は、外部回路に対して透明で、従つてφ_ｎに含ま
れないことに注意すべきである。デバイスの低“オン”
抵抗により、少くとも１０^６Ａ／CM²の飽和コレクタ電
流密度（すなわちVi＞Vi(on)の時）とより広い禁制帯の
領域を移動する少くとも１０¹⁸キヤリヤ／cm³のキヤリ
ヤ密度が可能になる。これらの障壁及び構造を実際に完
成させるための条件については、以下で更に述べる。

平衡電荷及び電圧分布ここでのすべてのエネルギーダイヤグラムにおいて、図
示されるように右に向つて上へ傾斜するエネルギー帯
は、その領域にかかる負の電圧降下、すなわち正電界を
意味し、右へ向つて下方へ傾斜するエネルギー帯は、正
の電圧変化すなわち負電界を意味する。従つて、たとえ
ば第２図において、φs^*は正の量で、Vi^*は負である。
ＢＩＣＭＥＴの場合の平衡電荷関係は Qe^*＋Qs^*＋Qi^*＝０ (1) である。ここで、Qe^*、Qs^*及びQi^*はエミツタ上、コレ
クタ（半導体）中及び半絶縁体−半導体界面における単
位面積当りの電荷である。平衡条件下で半導体の表面は
深く反転し、従つて次のようになる。

（補遺の式Ａ３６を参照のこと）ここで、Po^*すなわち界面における平衡正孔密度は、次
式で与えられる。

半絶縁体中の平衡電界は正であるから、Qe＞０であり、
Qs^*＞０であるから(1)よりQi^*＝-(Qe^*+Qs^*)で、そのた
め図示されたエネルギー帯構造ではQi^*＜０であること
は注意する価値がある。

平衡表面電位はφs^*及び半絶縁体電圧Vi^*は、以下の関
係がある。

ここで、ψmsは金属の仕事関数(ψm)と半導体の仕事関
数（ψs）の差である； ψms＝ψm−ψs (5) Vi^*及びφs^*はφｍ及びφｐと、次式の関係がある。

φn＝ΔE_Fn＋ΔEc＋qφs^*＋qVi^* ＝ΔE_Fn＋ΔEc＋ψms
(6) 及び φp＝-qVi^*＋ΔEv＋Egs−qφs^*−ΔE_Fn ＝ΔEv＋Eqs−ΔE_Fn−ψms また、 Egi＝φn＋φp′ (7) であり、Vi^*はQe^*と次式の関係がある。

Vi^*＝Qe^*／Ci (8) ここで、Ciは半絶縁体の単位面積当りの容量である。

動作原理ｐ−チヤネルＢＩＣＭＥＴはソース正孔電流を流すこと
により、電流増幅器として働き、それははるかに大きな
エミツタ−コレクタ電子電流を流す。（ｎ−チヤネルＢ
ＩＣＭＥＴは、ソース電子電流を流すことにより動作
し、はるかに大きなエミツタ−コレクタ正孔電流を流
す。）従つて、ＢＩＣＭＥＴはバイポーラデバイスで、
それは電流利得を示し、そのため接合バイポーラトラン
ジスタと比較してもよい。しかし、バイポーラトランジ
スタに対してＢＩＣＭＥＴにはいくつかの著しい特徴が
ある。第１に、バイポーラトランジスタは中性ベースを
もつことに注意すべきである。すなわち、ベース領域は
電位勾配をもたない。（すなわち、エネルギー帯は平坦
である。）ＢＩＣＭＥＴは中性ベースを持たない。すな
わち、それは界面の両側で電界をもつ。従つて、少数キ
ヤリヤ拡散、高レベル注入及びパンチスルーの現象を含
むベース中のエミツタ−コレクタ電流の伝導に付随した
すべての問題がＢＩＣＭＥＴには存在せず、あるいは少
くとも本質的に減少する。これらすべてのベースに関連
した問題は、中性ベースデバイスのスイツチング速度に
対し、重大な制約を与える。（界面における反転電荷を
作るための実際的な条件には、いくつかの望ましい特性
をある程度犠牲にすることが望ましいことがある。しか
し、界面近傍における中性領域が、１００オングストロ
ーム以下、より典型的には３０オングストローム以下の
厚さをもつように制限する。）３０オングストローム以
下の厚さをもつように制限する。）第２に、エミツタは
金属で、その結果エミツタ抵抗は非常に低い。従つて、
半導体エミツタよりはるかに高い電流を流し、エミツタ
電荷蓄積は無視される。ここで用いるように、エミツタ
につけられた“金属性”という用語は、デバイス動作温
度において０．００１Ω−cm以下の体積抵抗をもつ材料
をさす。それは典型的な場合２０℃で１００マイクロオ
ーム−cm以下の抵抗率をもつ本当の金属を含む。それは
また金属化合物（たとえばシリサイド）及び縮退するほ
どドープした半導体材料すなわちフエルミレベルが伝導
帯（ｎ形）中又は価電子帯（ｐ形）中にあるドープされ
た半導体を含んでもよい。

以下の解析において、エミツタは接地されている（すな
わち、ソース及びコレクタ電位のみが変わると仮定し、
従つてすべての電圧はエミツタ電位を基準にする。バイ
アスの通常の条件下で、コレクタ及びソースは正にバイ
アスされる。

オフ−状態Ic＝０第３図はオフ状態すなわちIs＝０のデバイスを示す。コ
レクタに正電圧を印加すると、半絶縁体が漏れやすい性
質のため、半導体は部分的に空乏（φs＞φs^*）にな
る、言いかえると、定常状態において、半導体の空乏領
域中に発生した正孔は、半絶縁体を貫いて輸送され
る。； Jpi＝Jg＝qxdni／τg (9) ここで、Jpiは半絶縁体を貫いて流れる正孔電流で、Ｊ
ｇは空乏領域中に発生した電流、ｘｄは半導体空乏領域
幅、ｎｉは真性キヤリヤ密度、τｄは半導体寿命であ
る。

半絶縁体が発生したキヤリヤを輸送できるように、それ
は適当にバイアスしなければならない。このことは反転
層内に反転電荷を蓄積し、次式（Ａ２参照）で与えられ
る電圧津降下を発生させることにより、実現される。

Vi−Vi^*＝(Qs−Qs^*)／Ci (10) ここで、Ｖｉは半絶縁体にかかる電圧降下、Ｃｉは半絶
縁体の容量、Qs−Qs^*はバイアス下の半導体電荷の変化
である。ここで、Ｑｓは次式で与えられる。

（Ａ３ａ参照） Jniは以下で簡単に述べるように、半絶縁体電子電流で
ある。

絶縁体がＶ_ｉにバイアスされた時、反転層からエミツタ
への正孔流に対する障壁は、ΔViだけ低くなる。従つ
て、反転層中の正孔は半絶縁体中に注入され、半絶縁体
を貫くエミツタへの正孔の正味の流れが生じる。正孔の
流れは次式（Ａ１８参照）で与えられる電流密度Jpiを
もたらす。

Vi^*及びQs^*、φs^*、po^*は製作プロセスにより、あらか
じめ決る量であるから、式（１−５）によりｐ_oとViを
決ることができる。

同様に、半絶縁体にバイアスを印加すると、エミツタか
らコレクタへの電子の流れに対する障壁が減少し、次式
の正味の電子流が生じる。（Ａ１８参照）半絶縁体から離れると、電子はコレクタ中に注入され、
発生した電子に加わり、コレクタ電流を生成する。一般
に、概念的にはデバイスは電流利得を生むように設計さ
れるから、J_ni≫J_piで従つてJ_ni≫J_gである。従つて、
コレクタ電流は本質的にJ_niに等しい。

Jc (14) ここで、逆の流れは無視できると仮定した。それは次式
の電流連続の原理からも導かれる。

J_e＝J_ni＋J_pi (15) ここで、J_eはエミツタ接触に入る電流密度である。

増幅としてのＢＩＣＭＥＴ、I_c＞０この節ではBICMETが電流利得を生じうる特性について考
える。また、dc特性のみを考え、動的特性については別
の所で考える。一般に、反転チヤネル中に流れるソース
電流は、コレクタ空乏領域中で発生する非常に小さい電
流より、かなり大きく、従つて後者はこれからは無視し
てもよい。I_cはI_gよりかなり大きいため、P_o及びΔV_iは
半絶縁体を貫くソース電流の流れを支持するために必要
なバイアス条件を作るため、増加しなければならない。
半絶縁体をバイアスすることにより、電子はエミツタか
ら半絶縁体を貫いてコレクタ中に流れ、そこで高電界が
電子をコレクタの中性部分中に一掃する。もし半絶縁体
が十分薄いなら、キヤリヤは熱電子的に、コレクタに入
るであろう、ドーピングが十分高く、空乏幅が十分薄く
かつ空乏電界が十分高いなら、キヤリヤはコレクタ領域
を通して、“熱”くなるであろう。すなわち、キヤリヤ
は飽和ドリフト速度で移動する。材料及び形状を適当に
選択することにより、全体的又は部分的に弾道的に動作
するよう設計することもできる。これは比較的薄い空乏
領域と薄いコレクタを用い、高電界を作り、半導体格子
とのキヤリヤの衝突を減し、高電流密度を作ることによ
り、促進される。接触がオーム性である限り、半絶縁体
をいかに薄く作るかということ及び空乏領域の幅を容量
についての考察で予測するか、あるいはトンネルを避け
るためにいかにするかということに対し、制限はない。
注意すべきもう一つの点は、エミツタにおける障壁高さ
がはるかに低いため、反転チヤネルが正孔電流を半絶縁
体に供給できるより、はるかに大きな電子電流を、エミ
ツタは供給できるということである。従つて、構造は電
流利得に対する基本的な条件を有している。

Ｉ電圧方程式半絶縁体間で降下する電圧V_iは、式(１０)、（Ａ２）及
び（Ａ３）を通して得られる。他の関連のある電圧は、
以下のとうりである。ソースエミツタ電圧は、次式で与
えられる（式（Ａ４）参照） V_SE＝ΔV_i＋β^-1ln（po／po^*） (16) 絶縁体電圧がソース−エミツタ端子電圧に等しくないこ
とがわかるのは興味深い。これは半絶縁体／半導体界面
で擬フエルミレベルが分離する結果である。（補遺Ａ１
を参照のこと）、ソース−コレクタ電圧は次式で与えら
れる（式（Ａ５）を参照のこと） V_sc＝ΔV_i＋β^-1ln(po／１po^*)-V_CE ＝β^-1ln(po／po^*)-Δφ_ｓ(17) コレクタの表面電位は次式で与えられる（Ａ１参照） II 電流方程式（ΔV_iφ_c）ＢＩＣＭＥＴの端子電流が第６図に示されており、各種
内部電流が第４及び５図に示されている。これらから、
次の関係が得られる。

I_E＝I_pi＋I_ni (19) I_S＝I_pi＋I_pc (20) I_C＝Ini＋I_pc (21) 界面状態又は半絶縁体中での再結合は、考慮する必要が
ないことを、式(１３)中で暗に仮定している。この仮定
は補遺の中で証明されている。

式(１２)に従うと、通常行うようにと仮定して、半絶縁体中の正孔電流は次式のようにな
る。

半絶縁体中の電子電流は式(１３)から、次のようにな
る。

電流成分I_psはコレクタから流れ出るソース正孔電流の
一部で、φ_sφs^*の時、低V_CEでのみ重要である。この
電流の原因を理解するため、第４、５、７及び８図を参
照する。poが半絶縁体をバイアスするまで高まるにつ
れ、半絶縁体−半導体界面におけるフエルミレベルE_Fp_o
は、価電子帯の最上部のより近くまで移行する。

の時、十分低いV_CEにおいて、半導体表面は正孔に対
し、順方向バイアスされる。従つて、半導体空乏領域に
おいて、誘発された一方に片寄つたp⁺−ｎ接合と見て、
p_oがp⁺部分中の正孔キヤリヤ密度を表わすとみてもよ
い。従つて、空乏領域の端部における正孔キヤリヤ密度
p(x_d）は、次式のようになる。

中性部分が拡散長の数倍であると仮定し、得られる拡散
電流J_pcを計算するために長ダイオード方程式を用いる
と、次式を得る。

ここで、p_no(＝n_i ²／N_d)は中性ｎ部分中の平衡正孔密度
である。V_CE及びφ_sが増すにつれ、同様にとなる。実効的には誘導されたｐ^＋−ｎ接合が逆バイア
スされ、I_pcの流れが止り、すべてのソース電流が半絶
縁体を貫いて流れるように、駆動される。逆バイアスで
誘導された接合は発生する正孔のソースになりそれは半
導体表面の方に流れる。しかし、先に注意したように、
この電流はソース電流に比べ無視でき、これ以上考えな
い。

III電流利得小信号電流利得は、I_pc＝０においてdI_C/dI_Sで定義され
る。従つて、式（２０−２３）からV_p＝V_n′と仮定する
と、となることがわかる。通常φ０を必要とするので、Δ
Evを適当に選択すると、利得は非常に大きくなる。たと
えば、ΔEv＝０．３Ｖ及びp_oNcの場合、次の節でシリ
コン技術について議論すると、典型的であることがわか
るが、１０^４以上典型的には１０^５オーダーの電流利得
が得られる。一般的には、電流利得はソース電流を増す
とともに減少し、従つてコレクタ電流が増す。この理由
はより大きなソース電流を維持するためには、より大き
なp_oとΔV_iが必要となるからである。式（２２）参照の
こと。また式（２７）から、Ｇはp_oに逆比例する。利得
は温度が低下すると急速に増加するが、与えられたΔV_i
に対するエミツタ、従つてコレクタ電流は、温度ととも
に急速に減少することもわかる。これらの傾向は温度が
低下するとともに、一定のI_Sに対しI_Cは増加するが、打
ち消しあう効果である。

デバイス構造 III−Ｖ材料技術高移動度材料を用いることは、高速Ic用に、Siより優れ
たものとして、以前から提案されてきた。しかし、可能
なバイポーラ又はＭＯＳＦＥＴを製作する上での問題点
のため、その利点を実現することは、困難であつた。た
とえば、GaAs集積回路に使用できる唯一のデバイスは、
ＭＥＳＦＥＴ（金属エミツタシヨツトキー電界効果トラ
ンジスタ）であるが、これには閾値制御と増加姿態技術
での論理ゆらぎの問題がある。それに加わる問題は、過
剰のパワー消費と空乏姿態技術でのレベルのシフトの条
件である。ＢＩＣＭＥＴは非シリコン材料中に高動作特
性デバイス構造を作る手段となる。その構造は分子線エ
ピタキシー（ＭＢＥ）技術を用いてすべに示されてきた
材料の組合せに対し、特に魅力的であることがわかる。
たとえば、本発明に関連した米国特許第3,615,931号
“エピタキシヤル化合物半導体薄膜の成長技術”を参照
のこと。

単純なヘテロ構造で得られる制御及び一様性は、ＢＩＣ
ＭＥＴ構造の製作には、より適している。たとえば、ｎ
−InP／ｎ−In_0.53Ga_0.47Asヘテロ構造は良好な電気的
特性を有するように、製作されてきた。この組合せの典
型的なエネルギーダイヤグラムが、第９図に示されてい
る。ここで、InPは約３０００Åに厚さが限定されてい
る。ΔE_c＝０．２１eV及びΔEv＝０．４eVの禁制帯不連
続は、非常に高い電流利得を有するｐ−チヤネルＢＩＣ
ＭＥＴを形成するのに、特に魅力的であることに気づい
た。この構造は狭禁制帯半導体が反転ではなく蓄積であ
るため、第２図に示された所望のエネルギー帯構造をも
たない。しかし、第１０図に示された構造を考える。こ
こで、InPの広禁制帯層は、ＭＢＥ技術を用いて、表面
に非常に近く、約１０−３０オングストロームの距離に
渡り、N_A＝１０¹⁹cm^-3の濃度を有するように、アクセプ
タイオンがドープされる。この電荷の濃度は、界面を反
転させるため、十分大きくなければならない。（狭禁制
帯半導体を同様にドーピングすることにより、同じ結果
を達成することは可能である。しかし、中性ベース層の
形成を避けることが望ましいから、界面の広禁制帯側上
に、アクセプタを配置することが望ましい。）InP層は
適当なドーパントで約Nd＝１０¹⁹−１０¹⁸cm^-3にｎ形ド
ープされ、厚さはInPのドーピングに対応する平衡空乏
幅より小さく選ばれ、層全体が空乏するようにする。１
０¹⁸cm^-3の範囲のドーピング濃度の場合、InP厚さは約
２００−３００オングストロームになる。InP中のドー
ピングレベルは十分高いと考えられ、従つて点線で表わ
されるエネルギー障壁は、ＮSi／金属電極に常に見出す
ように、電子に対し完全に透明であるように十分薄いこ
とに気づくであろう。最初見ただけで、エミツタ界面に
おける透明障壁は、金属が接合に接するのと同様に、特
定の接触抵抗を構成することが、わかるであろう。しか
し、この場合接触領域中に中性部分はなく、従つてソー
スエミツタ電圧（V_CE）の一部は、透明障壁で実際に降
下する。従つて、界面抵抗は同じドーピングの通常のオ
ーム性接触で得られるより、低くなるであろう。

AlGaAs−GaAs系はＤＨ（ダブルヘテロ接合）レーザの開
発ですでに確立された技術基礎のため、非常に魅力的な
候補である。この場合、対応するエネルギーパラメータ
は、ΔEg＝０．４eV、ΔEc＝０．３、ΔEv＝０．０８で
ある。最大利得を実現するために、チヤネルキヤリヤ
は、半絶縁体伝導に対する最大障壁を作るよう選ばれ
る。従つて、ｎ−チヤネルＢＩＣＭＥＴは反転チヤネル
中の電子伝導を有するように選択される。このトランジ
スタのエネルギーダイヤグラムが、第１１図に示されて
いる。原理的に、ｎ−チヤネルＢＩＣＭＥＴの場合、Δ
Evは理想的にゼロである。ｐ−チヤネルの場合、逆が正
しい。すなわち、ΔEc＝０。両方の場合、ΔEgが最大で
あることが望ましい。

第１２−１５図にトランジスタの断面を示し、集積回路
技術でいかにそれが製作できるかを示す。最初の材料は
半絶縁性ガリウムヒ素で、その上に分子線エピタキシー
を用いて、順次層が成長される。層は順次、(i)GaAs
（ｐ形、１０¹⁷−１０¹⁸cm^-3、１−２μｍ）；(ii)GaAs
（ｎ形１０¹⁹cm^-3、１０−３０オングストローム）；(i
ii)AlGaAs（ｐ形10¹⁸cm^-3、３００−４００オングスト
ローム）である。AlGaAsの最大表面における濃度は、最
善の可能なオーム性接触を作るのを助けるため、できる
だけ高くする。タングステンのような耐熱金属及びＣＶ
Ｄ（化学気相堆積）酸化物の上部層が堆積かつパターン
形成され、次に酸化物は第１３図に示されるように、Al
GaAs材料を除去するため、エチツマスクとして用いられ
る。次に、更にＣＶＤ酸化物が堆積され、AlGaAs側壁を
保護するため、反応性イオンエツチングされる。１又は
２のレジストマスク工程を用いて、Ｎ^＋自己整合ソース
接触とｐ^＋コレクタ接触を生成させるため、注入が用い
られる。（ｐ^＋接触は自己整合する必要はない。）する
と、デバイスはタングステンとAlGaAs間の相互作用又は
著しい不純物イオンの移動の危険を伴わず、８００−８
３０℃でアニールできる。最後に、接触は誘電体分離の
追加された層を用いて、金属化される。あるいは、誘電
体分離はエミツタ金属がメサ端部を越えられるよう、工
程の早いうちに、配置することができる。

ＢＩＣＭＥＴに魅力的で、１．３μｍフアイバ光学に対
して応用できるため現在かなり注目される別の三元の組
合せは、InAlAs−InGaAsである。この場合、ΔE_c＝０．
３eVでΔE_v＝０．２eVで、ｎ−チヤネルＢＩＣＭＥＴは
なお好ましい選択である。他の可能性は、AlAsGaAs及び
Al₀₅Ｐ−Ga_0.6In_0.4Asの組合せで、それらの両方が適切
な格子整合をし、（従つて、界面状態密度が制御しう
る）魅力的なΔEc及びΔEv値をもつことが知られてい
る。もう一つの可能性はIn_.71Ga_.29As_.63P_.37／InPの選
択で、不連続はΔEc＝０．２２eV、ΔEv＝０．１８eVで
ある。明らかに、材料の可能な組合せは広く、選択につ
いては、用途、製作の容易さ等により、おおよそ予測さ
れる。

更に、ゼロバイアス反転条件は存在するあらゆる状態を
通しての再結合を阻止するため、格子不整は比較的小さ
な影響しかもたないと見積られる。その結果、整合性の
悪い（半絶縁体及び半導体の）多くの材料の組合せも、
考えられる。広範囲のIII−Ｖ族の組合せが可能なだけ
でなく、II−VI族の組合せも可能である。異なる半導体
材料の原子間隔は、ヘテロ接合トランジスタの場合、典
型的には相互に３パーセント以内でなければならない。
それに対し、ＢＩＣＭＥＴはより大きな格子不整でも、
十分動作できる。原子間隔が５パーセント以上異なる材
料ですら、十分動作できると見積られる。これはまた、
半絶縁性領域又は半導体領域（又は両方）が、多結晶又
はアモルフアスでよいことを暗示している。（事実、Ｓ
ＩＰＯＳは典型的な場合、アモルフアスである。）従つ
て、反転した界面での再結合速度が低いため、デバイス
構造（たとえば垂直な積み重ね）が可能になり、場合に
よつては従来使えなかつた材料が可能になる。

シリコン材料シリコン技術におけるＢＩＣＭＥＴ構造は、シリコン基
板上に堆積させたＳＩＰＯＳ薄膜を用いることにより、
作成できる。ＳＩＰＯＳ堆積技術については、たとえば
“低圧ＣＶＤ容器中での半絶縁性ポリシリコン（ＳＩＰ
ＯＳ）堆積、Ｉ、成長の熱力学”、Ｍ．Ｌ．Hitchnan
（エム．エル．ヒツチマン）ら、Journal of Crystal G
rowth、（ジヤーナル．オブ．クリスタル．グロウ
ス）、第５５巻、第３号、４８５−５００頁（５０１−５０９頁も）（１９８１）を参照のこと。適
当な製作プロセスで、ＳＩＰＯＳは約1.5eVの禁制帯
と、１０¹⁸−１０¹⁰Ω−cmの範囲の抵抗率を有するよう
に製作できることが示された。しかし、リン又はホウ素
をドープし、高温アニールしたＳＩＰＯＳは、１０^-1な
いし１０^６Ω−cmの範囲の抵抗率を有する。高温アニー
リングは、明らかにドーパントを活性化し、フエルミレ
ベルを禁制帯中央から適当なバンド帯まで、移動させ
る。事実、ＳＩＰＯＳは高利得ヘテロ接合トランジスタ
を生成するために用いられてきた。リンドープＳＩＰＯ
ＳはＳＩＰＯＳ−Si界面に約０．１−０．２eVのΔEe＝
Eci−Ecの障壁と、約０．３−０．４eVのΔEv＝Ev−Evi
の障壁を生成することがわかつている。このＢＩＣＭＥ
Ｔ構造のエネルギーダイヤグラムが、第１６図に示され
ている。やはり、アクセプタイオンの表面層が、反転層
を発生させるために、ＳＩＰＯＳとSi間の界面に必要で
ある。この場合、ＭＢＥによりＳＩＰＯＳ中にｐ^＋界面
調整電荷層を配置することが、典型的な場合、適切であ
ろう。従つて、この場合シリコン表面にＭＢＥにより、
層を堆積させることが望ましいであろう。この層は（中
性）ベース層が存在する可能性を避けるため、十分薄い
（１０−３０Å）ことが必要である。上で述べたよう
に、もしチヤネルの長さを十分小さく作るならば、二次
元電荷分割効果が自動的に、界面の反転を起す。この
“短−チヤネル”現象は、サブミクロンＭＯＳデバイス
における有害な効果としてよく知られている。この効果
が起るには、チヤネル長は典型的な場合、チヤネルｐ^＋
井戸の空乏領域の深さの約３倍以下である。もし、ソー
ス接合がエミツタの両側に配置されるなら、最大チヤネ
ル長は空乏深さの約６倍である。

ＳＩＰＯＳ薄膜の適当な構成及びドーピングは、最適な
デバイス動作を得るために、重要である。著しく局在し
た電荷層を実現するために、ＭＢＥ（分子ビームエピタ
キシー）又はきわめて低エネルギーの注入とそれに続く
急速熱アニールを用いることが、提案されている。シリ
サイド（Ta 、Ｗ又はTi ）はエミツタ用の金属として良
い選択である。なぜならば、(a)それを反転チヤネルを
作るため、自己整合チヤネル−エミツタ接合の注入がで
きるため、(b)それは注入種を活性化するために必要な
その後の高温アニールが許容されるからである。ＲＴＡ
（急速熱アニーリング）は著しく局在した電荷プロフイ
ルを生成するため、有利に使用できるであろう。典型的
なプロセス工程の重要な段階が、第１７−２０図に示さ
れている。図示されているように、注入工程中側壁酸化
物保護は、ＳＩＰＯＳ側壁のドーピングを防止する。

デバイス特性適切なパラメータに基くと、各種のデバイス特性が、上
で述べた構造で生じた。

ＳＩＰＯＳ−Si系デバイス特性について議論し、簡単で直接的な方式で、
それらを物理に関連づけるため、高コレクタ電流密度に
よるコレクタ中の空間電荷効果を、最初無視する。これ
らの空間電荷効果は半導体中のドナ濃度に部分的に中性
化を生じ、（すなわち、中性領域を発生する）それは半
導体空乏領域幅の増加を起す。この効果は“コレクタ拡
張”とよぶ。この節の終りで、この効果による限界を知
るため、実際的な設計で、この効果を含める。物理的に
いうと、コレクタ空乏領域中への可動電子電荷の注入
は、障壁層をバイアスさせ（すなわち、障壁層をバイア
スするのに用いることのできるより少い正味の正電荷）
従つてエミツタ−コレクタ電流を減少させる。更に、コ
レクタ電流の空間電荷変調は、コレクタ空乏領域を貫く
キヤリヤの移動時間遅れと組合さり、赤外領域中の周波
数で同調可能な低雑音固体発振（トランジスタのftを１
６００GHzに近づける）；すなわち可干渉源となる可能
性を開く。

第２１−２３図は第２１図中の挿入図に示されたＳＩＰ
ＯＳ−Si ＢＩＣＭＥＴのエミツタ接地出力特性を示
す。三つの曲線は全部同一の材料パラメータをもつが、
シリコンドーピング濃度は、第２１−２３図の場合、そ
れぞれNd＝１０¹⁵、１０¹⁷及び１０¹⁸cm^-3と変ることが
異る。計算において、ＳＩＰＯＳの相対誘電定数は８と
し、V_tn＝V_tp＝１０^７cm／secとし、熱電子伝導限界を
仮定した。第２１−２３図のＢＩＣＭＥＴエミツタ接地
出力特性はバイポーラエミツタ接地出力特性と、形が似
ているが、明らかに二つの違いがある。これらの第１
は、典型的な場合２×１０^４と非常に高いＢＩＣＭＥＴ
の利得であり、これはバイポーラトランジスタより２０
０倍程度大きい。第２は典型的な場合１０^６Ａ／cm²の
オーダーの高コレクタ電流で、約４×１０^７Ａ／（cm²
−Ｖ）の最大伝達コンダクタンスを生じ、これはバイポ
ーラトランジスタのそれより、ほぼ１桁大きい。不利な
点としては、V_CE、cut-inはバイポーラトランジスタで
見出されるより（０．２Ｖ）と幾分高いが、これは重要
な結果をもつとは考えられない。非シリコン材料の場
合、MBEを用いることにより、界面における狭禁制帯か
ら空乏端における広禁制帯まで、コレクタの禁制帯を傾
斜させることができる。この技術はV_CE、cut-inを以下
で示すように、ほとんどゼロに減すことができる。

コレクタ電流は低V_CE（＜V_CE、cut-in）で負であること
が、観測される。これは半導体の空乏領域が順方向バイ
アスされるという事実の結果で、チヤネルからコレクタ
への正孔の低インピーダンス路を形成する。正孔のこの
流れを維持するため、p_oは小さいことだけが必要であ
る。なぜならば、半導体障壁高さφ_ｓが比較的低いため
である。（式(19)を参照のこと）p_o従つてQ_sは小さく、
ΔＶ_ｉは非常に小さく、そのためI_niはI_pcよりはるかに
小さく、負コレクタ電流を生じる。（式(21)を参照のこ
と）V_CE従つてφ_ｓが増加するにつれ、p_o及びＱｉは一
定のベース電流を維持するためには、増加しなければな
らない。しかし、p_oが増加するとΔV_iが増加し、従つて
I_pi及びI_niが増加する。I_ni＝I_psすなわちＩ_ｃ＝ｏの
時、カツト−インが起る（式(14)参照）ＳＩＰＯＳ−Si
系の典型的な値の場合、この条件のV_CEではV_CE、となる。より広い禁制帯材料へのなめらかな変化（すな
わち傾斜）は、V_CE、cut-inを減少させるが、急激な変
化によつても、この結果は得られる。すなわち、材料の
層（図示されていない）を、第１図に示されたコレクタ
領域の底部に、つけ加えることができる。この追加した
層は界面付近のコレクタ材料より大きな禁制帯をもつこ
とができる。禁制帯がより狭いコレクタ材料は、空乏層
幅と同じ又は数倍の厚さをもつことができる。

更にV_CE、従つてφ_ｓを増加させると、p_o従つてΔ_Ｖｉ
及びI_ni（Ｊ_Ｃ）を更に増加させる。最終的には、本
質的にすべてのチヤネル電流が半絶縁帯を貫いて流れる
時、すなわちI_piＩ_Ｓの時、飽和する。この点で、p_o
及びΔV_i、従つてI_niは一定になり、従つてコレクタ電
流は一定となる。更にV_CEを増加させても、（ΔV_iが本
質的に一定であるため）単にφ_ｓを増加させるだけであ
る。（式(21)参照）。φ_ｓが増加することにより空乏領
域中の電荷の変化が、p_oに比べ小さい限り、Ｖ_ｉ＝−Q_s／C_iであるから（補遺Ａ１参照のこと）半導
体電荷Q_s＝Q_i＋Q_d従つてV_iは、本質的に一定のままであ
る。V_iとともにＶ_ｎｉ従つてＩ_Ｃも、本質的に一定のま
まである。これは第２１図に示されたＢＩＣＭＥＴの出
力特性と、たまたま同じ状況で、これは曲線の非常に平
坦な飽和部分により明らかなように、それは１ｏ¹⁵cm³
の半導体ドーピング濃度を有する。第２１図中の点線の
曲線は、Ｊ_ｓ＝４ｏＡ／cm²での蓄積電荷 Q_st＝Q_s−Q_s ^*を示す。予想されたように、Q_s−Ｑ_ｓ ^＊は
V_CEとともに増加し、出力曲線が飽和する時、すなわちV
_CE＝V_CE、satの時、２．７×１ｏ^-7Ｃ／cm²の値に最終
的に飽和する。この飽和部分の傾斜の逆数は、エミツタ
接地出力抵抗R_oeで、これは別の所、参考文献〔６〕で
導かれ、である。従つて、１０mAを流すデバイスの場合、またp_o
＝１０¹⁹cm^-3の典型的な値を用いると、オームで、これは同じ電流を流すバイポーラトランジス
タに典型的である。

第２１図の出力特性の平坦な飽和部分に比べ、第２２図
及び第２３図中の出力特性の飽和部分は、V_CEが増すと
ともに、明らかに増すことがわかる。その理由は、ＢＩ
ＣＭＥＴの高半導体ドーピング（１０¹⁷ないし１０¹⁸cm
^-3）で、それは空乏領域中の電荷Ｑ_ｄが、半導体電荷Ｑ
_ｓに本質的に寄与するようにする。従つて、φ_ｓが飽和
時のその値を越えて増すにつれ、Q_sはQ_dの増加により増
加する；Q_s＝Q_i＋Q_d。これはＶ_ｉをその飽和値以上に増
加させる。従つて、I_ni及びＩ_ＣはV_CEの増加とともに増
加し、第２２図と第２３図の比較から明らかなように、
Ｎ_ｄが大きいほど、効果はより著しくなる。V_CEのより
高い値における第２３図の特性の飽和部分は、電圧の増
加とともにきわめて急激に上昇する電流を示し、パンチ
スルーを思い出させる。しかし、特性のこの部分は、真
にデバイスのふるまいである。すなわち、特性の制御は
ベース電流によりなお行われ、もしパンチスルーがあれ
ば、制御は失われるであろう。

飽和以上では、及びＶ_ｉが飽和を越えV_CEとともに増加するから、式(2
2)からp_o、従つてQ_iはV_CEの増加とともに、実際に減少
しなければならない。このように、第２２及び２３図に
示された特性の場合、Q_iはV_CE、satでV_CEの最大値を実
際に示さなければならない。これは事実、第２２及び２
３図中の破線で示された場合であり、これはそれぞれJ_s
＝１０Ａ／cm²及び３０Ａ／cm²の場合のQ_st、ｉ（＝Ｑ_i
−Q_i ^*）対V_CE特性に対応する。更に、出力特性はV_CE＞V
_CE、satの場合急速に上昇するが、ΔＶ_ｉは事実、I_ni従
つてI_cのV_iに対する指数関数的な依存性のため、わずか
に変化するだけである。ΔV_iは飽和以上でV_CEとともに
非常にゆつくり変化するだけであるから、φ_sはこの電
圧範囲で、V_CEとともにほとんど直線的に増加しなけれ
ばならない。

第２２図中に示されたデバイス（Ｎd＝１０¹⁷cm^-1）の
ＣＥ出力特性は、電流利得が式(20)に従い、温度の低下
とともに増加するようにみえる。２００℃において電流
利得は３００℃における４×１０^４から２×１０^６に増
加し、４００℃において１．４×１０^４に減少する。

また、ＳＩＰＯＳ厚さを３００オングストロームから１
５０Åに変えることのＣＥ出力特性に対する影響も調べ
た。等価な３００Åのデバイスと比べて二つの明らかな
特徴は、利得が約１０^４に減少するが、出力インピーダ
ンスは増加することである。これらの効果の両方が、与
えられた電荷に対し、より薄いＳＩＰＯＳ層がより小さ
くバイアスされ、より低いI_ni従つてより低いＩ_ｃを生
じる結果である。

第２４図は半導体ドーピングが１０¹⁷cm^-3であるＢＩＣ
ＭＥＴのソース接地出力特性を示す。そのエミツタ出力
特性に比べ、特性の飽和部分は非常に平坦で、非常に高
い微分出力インピーダンスを示す。事実、ソース接地出
力抵抗はで与えられる。従つて、先に述べたデバイス（すなわち
１０mAを流す）の場合、Ｇ＝１０^５を用いると、R_0c＝R
_ce×Ｇ＝２×１０^４×１０^５＝２×１０^９Ωである。こ
れはバイポーラトランジスタの典型的なR_0bの約１０^３
倍高く、そのためＢＩＣＭＥＴのこの動作モードは、優
れた定電流発生器である。

エミツタ接地入力特性、すなわち第２２図のデバイスの
場合のパラメータ変数としてV_CEをもつV_SE対Ｊ_Ｓが、第
２５図中に示されている。

III−Ｖ化合物第２６及び２７図はAl₃₅Ga_0.65As／GaAs、InP／In_0、53G
a_0.47As系のエミツタ接地出力特性を示し、Al_0.35Ga
_0.65As及びＩｎＰ層は３００オングストロームの厚さ
で、他の層のドーピングはNd＝１０¹⁷cm^-3である。三つ
の系の対応する禁制帯は本質的に異なるが、特性は明ら
かに同様で、主な違いは電流レベル及び電流利得が幾分
異ることである。三つの系の典型的な電流利得は、それ
ぞれ３×１０^５および１．７×１０^５である。第２７図
において、コレクタ領域の禁制帯を傾斜させる効果を示
す。コレクタの禁制帯は界面における狭禁制帯値から、
コレクタ空乏領域端部における広禁制帯値まで傾斜す
る。曲線は第２６図と同一であるが、カツト−イン電圧
は除かれている。

コレクタ拡大の効果コレクタ拡大の効果は垂直方向に縮小したデバイスを用
いて調べた。デバイスパラメータは第２８図中の挿入図
で示されるように、ΔE_v＝0.4ｅＶ、Nd＝２×10¹⁸cm^-1
で、ｄ＝１５０オングストローム（第２１図参照）であ
る。第２８図はこのデバイスのエミツタ出力特性を示
し、利得は５×１０^５で、それはΔE_v＝０．３ｅＶを有
するデバイスから、１０倍増加したものである。（第２
１−２３図参照）デバイスパラメータの変化は、カツト
−イン電圧と飽和電圧を、約半分だけ、それぞれ０．
１２Ｖ及び０．３８Ｖに減少させた。特性はコレクタ
拡大のある場合及び無い場合について、示してある。拡
大はＪ_ｃが１０^６Ａ／cm²に近づくにつれ、著しくな
る。拡大の効果は、常に電流を減少させることである。
なぜならば、コレクタ空乏電荷は障壁をバイアスするこ
とには、効果が小さいからである。従つて、拡大は出力
特性のより大きな制御を可能にする。すなわち、それは
より大きなV_CEの印加を可能にし、より大きなR_oeを与え
る。それはまた拡大した空乏領域のため、より低いコレ
クタ容量を発生させる。従つて、ある程度のコレクタ拡
大は有益であるが、コレクタ空乏領域を横切るキヤリヤ
の走行時間が増すことは除かれる。すると、理想的に
は、ＢＩＣＭＥＴはできるだけコレクタ拡大の限界に近
く動作するが、許容可能なコレクタ走行時間が得られる
よう設計すべきである。

第２４、３０及び３１図は第２７図中のＢＩＣＭＥＴの
エミツト接地伝達特性、ソース入力特性及びダイオード
接続デバイス特性（すなわち、ソース及びコレクタを共
通の端子にする）を示す。デバイスにつけた記号は、こ
の図中の挿入図に示されている。ＭＯＳＴの二重線は半
絶縁体が、ベース入力に対し、なお高インピーダンスで
あることを示すために用いられている。エミツタ用の矢
印はバイポーラに類似で、高電流リードを示す。伝達特
性は第２８図に一致して、固定したV_CEに対し、コレク
タ拡大により電流が減少することを示している。ソース
入力特性はコレクタ拡大の効果がないことを示す。なぜ
ならば、ソース電流は拡大効果とは独立に制御されるか
らである。

次に、第２８図のＢＩＣＭＥＴについて、それぞれ電流
利得Ｇをソース入力電流及び温度の関数として考える。
利得は最初Ｊ_ｓが増加するとともに増加する。その範囲
において、コレクタ拡大は無視できる（Ｊ_ｃ＜１０⁶Ａ
／cm²）が、４−５Ａ／cm²のソース電流が減少するとと
もに、急速に増加し始め、その範囲でコレクタ拡大は認
識できるようになる。２００゜K以下の温度において、
１０^８を越える利得が達成される。（これはV_CE＝１Ｖ
の値で得られ、Ｊ_ＳはＪ_Ｃ＝１０^６Ａ／cm²を与えるよ
う調整される。）しかし、コレクタ電流、従つて伝達コ
ンダクタンスは温度が低下するとともに減少する。ま
た、界面状態中での再結合は、＞１０^６の電流利得に対
する制約要因となることにも、注意すべきである。（補
遺Ｃを参照のこと）要約すると、新しいデバイスについて述べてきたが、そ
の場合反転層は通常のベースの代りになり、金属エミツ
タは通常の半導体エミツタに置き代る。デバイスは非常
に高い伝達コンダクタンスと非常に高い電流利得を有す
る。また、デバイスはベースを持たないため、通常のバ
イポーラトランジスタより、はるかに低い容量をもつ。
この低容量は、高伝達コンダクタンスと組合さり、デイ
ジタル及びアナログ用途の両方において、非常に高い速
度を暗示する。デバイスはバイポーラトランジスタのよ
うな垂直方向に縮小することを制限する中性ベースを本
質的にもたず、かつＦＥＴのように平面方向に縮小する
ことを制限するドレインを持たないため、ＢＩＣＭＥＴ
はリングラフイ形状寸法を０．１μｍ以下の範囲に縮小
する理想的な候補である。デバイス特性の対応する改善
は多い。しかし、最も重要なものの一つは、チヤネル中
で衝突効果が実現できることである。この事実ぢけで著
しい特性上の利点を達成するために、III−Ｖ技術にお
けるデバイスを助ける。

他のデバイス本発明の構造のもう一つの用途は、光検出器である。第
３２図を参照すると、長い波長光検出器が、シリコン技
術で作られている。光エネルギーを吸収するのに十分な
厚さをもつゲルマニウム３０２、３０３の薄膜が、SiＯ
_２層３０１上に配置され、SiＯ₂層はSi基板３００上に
配置される。ｐ^＋Ｇｅチヤネル接触領域３０３が反転層
に作用し、抵抗体として働くＳＩＰＯＳ層３０４を通し
て、金属エミツタ領域３０５に接触している。金属エミ
ツタ３０５は透明導電性酸化物（たとえばインジウム酸
化物又はスズ酸化物）の非常に薄い金属層とすることが
できる。あるいは、金属接触（領域３０５）は周辺のみ
を囲むようにでき、ＳＩＰＯＳ半絶縁体３０６表面上の
電極は、シリサイド又は透明酸化物層３０７又はＳＩＰ
ＯＳ層の高濃度注入縮退表面ドーピングにより作ること
ができる。（領域は堆積したSiＯ_２層３０８、３０９に
より、絶縁される。）すると、入射光エネルギー３１４
は反転層３１５を貫いて浸透し、Ｎ^＋Geコレクタ領域３
０２に入ることができる。コレクタは第２のＳＩＰＯＳ
抵抗領域３１０を通して、正電位パワー接触（領域３１
２）に接続される。信号出力は金属接触３１３から、増
幅器に供給される。

動作は以下のとうりである。ＳＩＰＯＳ抵抗３０４がＢ
ＩＣＭＥＴのｐ^＋Geベース接触とその金属エミツタ３０
５間に、光検出器の高周波応答を決るために接続され
る。G_e空乏領域中に光が吸収された時、Ge／SIPOS界面
への正孔の移動及びＧeＮ^＋接触への電子の移動は非常
に速く、G_e中の飽和ドリフト速度でのみ制限される。し
かし、照射が弱くなつた時、界面での過剰の正孔はＳＩ
ＰＯＳ層を貫く非常に小さい伝導のため、あまり速く動
くことはできない。従つて、それらのためには別の導電
路を作らねばならず、それは抵抗体３０４により実現さ
れる。デバイスの速度は抵抗体及びＳＩＰＯＳ容量の時
定数で決る。この実施例において、反転層はこのように
別の導電路を形成することにより、エミツタからコレク
タへの多数キヤリヤの流れを制御すると考えられる。

もちろん、デバイスの電流利得はこの抵抗体３０４によ
つて減少し、従つて帯域幅（速度）は利得と直接交換で
きる。なぜならば、利得−帯域幅積はこのデバイスで固
定されているからである。しかし、ＢＩＣＭＥＴの利得
−帯域積はきわめて高く、そのため抵抗は通常の光トラ
ンジスタより高い周波数で、（Ｇ＝１００といつた）か
なり高い利得を得るように選択できることがわかる。抵
抗体は速度上昇容量及び通常のバイポーラ中の抵抗体と
同程度で、それはベース信号が接地へ行つた時、（ベー
スパルス応答を測定して）、ベースから正孔を引出すた
めに用いられる。ここで示した構成において、障壁層の
内部容量を用い、エミツタ接地された系中の最も負の電
位に、抵抗体をとつている。

そのような光検出器の利点についてのいくつかのコメン
トを、以下に列挙する。

この装置は単にコレクタ材料を適当な吸収スペクトルを
有するように選択することにより、任意の波長の光に使
用できる。従つて、より長波長の応答に、InSb、HgCdTe
等を考えることができる。より短い波長応答には、もち
ろんSi又は他の材料を用いることができる。

ＢＩＣＭＥＴ光検出器の特徴は、最低の電流で最も高
く、非常に高い電流レベルで減少する利得の特性にあ
る。検出器は暗い中で、わずかの漏れ電流で動作するこ
とが望ましいから、このことは光検出器としてのＢＩＣ
ＭＥＴに、望むことである。すなわち、静止状態でデバ
イスに大きな電流を流したくない。大きな電流利得を得
るために通常のヘテロ接合バイポーラトランジスタの場
合、大きな電流が通常必要である。

また、ＢＩＣＭＥＴ光検出器は動作電圧を印加した時、
反転層が形成されるように、すなわちデバイス製作中界
面に電荷を堆積させることなく形成されるように作つて
もよい。それにより得られるV_CE、cut-inの増加は、典
型的な場合光検出器にはほとんど影響ない。

第３２図の構造の等価回路が、第３３図に示されてお
り、ここで抵抗Ｒ_１は第３２図のＳＩＰＯＳ層３０４に
対応し、負荷抵抗Ｒ_２は層３１０に対応する。デバイス
の利得は、Ｒ_１を変えることにより、変えられる。たと
えば、電界効果トランジスタのチヤネルはＲ_１として働
くことができ、それはゲートに印加された電圧により、
制御できる。このように、非常に広範囲の光パワーレベ
ルが、検出器又は増幅器３２への過剰負荷なしに、検出
できる。

第３４図を参照すると、ＢＩＣＭＥＴ構造とつけ加わつ
た領域３５５を含むデバイス構造１０００の透視図が示
されている。このデバイスはpnpnサイリスタとして動作
することができ、活性領域の厚さ、ドーピングレベル、
禁制帯及び光共振器の有無に依存して、レーザ又は発光
ダイオードとして動作できる。構造１０００は通常ノー
マリ“オン”又はノーマリ“オフ”デバイスとして設計
できる。構造１０００はｎ形半導体基板３５５上に形成
され、ｎ−チヤネルデバイスと表わされている。ｐ−チ
ヤネルデバイスもｎ−チヤネルデバイスに類似で、従つ
て詳細には議論しない。ｐ−チヤネルデバイス及びｎ−
チヤネルデバイスの両方が、図示されているのとは逆の
順序で、本質的に上下を逆にして製作できる。

光が放出される一実施例において、構造１０００は電流
制御デバイスで、それはｎ−チヤネルデバイスとして作
られた時、本質的にｎ^＋形伝導形半導体基板（基体）３
５５、ｐ形半導体領域（層）３５４（これはコレクタ領
域とよんでもよい）、相対的に薄いｎ形半導体領域
（層）３６０（それはチヤネル層又は反転チヤネルとよ
んでもよい）、ｐ形半導体領域（層）３５８、金属層３
５１、局在n⁺形接触領域３５３及び局在p⁺形接触領域３
５９から成る。端子３５０、３５２、３５７及び３５６
は、それぞれ金属層３５１、領域３５３、基板３５５及
び３５９に結合されている。領域３５８はｐ形伝導形の
相対的に広禁制帯材料で、それを貫いた熱電子放射が可
能なように、十分薄い。金属領域３５１は陽極端子とし
て働き、層３５８と接触し、構造１０００の陽極として
働く。層３６０は薄いｎ形層で、それはｐ形層３５８を
ｐ形層３５４から分離する本質的な反転チヤネルであ
る。領域３５４は相対的に狭い、典型的には直接禁制帯
材料で、従つて光を放出できる。オーム性接触した電極
３５７を有する基板３５５は、構造１０００の陰極端子
として働き、コレクタ領域３５４に比べ相対的に広い禁
制帯を有する。これにより、接合３６１に高効率の注入
が行われる。この条件は領域３５４中で多くの正孔−電
子再結合を起させ、それにより光の放射が起る。接触局
在領域３５３はチヤネル層３６０と電気的に接触し、電
極３５２へのオーム性接触を作り、それは構造１０００
の制御端子として働く。領域３５９は層３５４へのオー
ム性接触をなし、構造１０００のコレクタ端子として働
く電極３５６と、オーム性接触をなす。構造１０００は
（領域３５４から）光学的出力と（領域３５９から）電
気的出力の両方を有し、それらはともにチヤネル領域３
６０に印加された電位及びそれに注入又は引出された電
流により、制御される。従つて、光放射及び電気的出力
信号は、領域３５３に印加された比較的低パワー制御信
号を用いて、急速に変調できる。

上で述べたように、ＢＩＣＭＥＴそれ自身は本質的に反
転チヤネル制御トランジスタである。静止状態におい
て、すべての電極は電気的に浮いており、デバイスを貫
く電流は流れない。通常オフ状態において、デバイスは
電極３５０から電極３５７へ順方向バイアスされるが、
層３６０から出て電極３５２へ流れる電流はなく、電極
３５０及び３５７間で比較的少量の漏れ電流が流れるだ
けである。オン状態において、デバイスは電極３５０及
び３５７間に順方向バイアスをもち、電子はチヤネル層
３６０中に注入される。この電子の注入は領域３５８間
の順方向バイアス電位を増し、それにより電極３５１及
び３５７間に、比較的大きな電流を流すことが可能にな
る。これはトランジスタを貫くコレクタ−エミツタ電流
に対応し、入力制御電流に対応して、電子が反転チヤネ
ル領域（層）３６０中に流れ込む。

構造１０００がサイリスタとして働く時、陽極端子とし
て働く電極３５０と陰極として働く電極３５７間が、順
方向バイアスされる。構造１０００が熱的に平衡状態に
ある時、陽極電極３５１と陰極電極３５７間又は電極３
５２及び３５０間には、バイアスはかかつていない。こ
の動作モードに対するエネルギー帯ダイヤグラムが、第
３６図に示されている。この状態の場合、第３５図に示
されている可能な電流−電圧（Ｉ−Ｖ）特性曲線の点Ａ
又は原点で動作している構造１０００には、最初電流は
流れない。陽極（端子３５０）が陰極（端子３５７）に
対し順方向バイアスされ、層３６０中へ本質的に電流が
流れない状態は、第３５図の領域（ＡＢ）で代表される
ように、デバイスのＯＦＦ（高インピーダンス）状態に
対応する。

ある程度のソース電流がチヤネル層３６０に注入された
時、陽極電極３５０から陰極電極３５７への電流が増加
し、相対的に狭禁制帯領域３５４中に、正孔が蓄積す
る。陽極−陰極電流が増加するにつれ、荷電キヤリヤの
プラズマが領域３５４中にでき、それは領域３５４及び
３５５間に十分大きな正孔密度勾配を発生し、領域３５
４から領域３５５への正孔の拡散が始る。この正孔の流
れは反対の方向への電子の流れを起し（第３７図を参
照）、それは端子３５１ないし３５７間のインピーダン
スレベルが、比較的高抵抗から第３８図に示された比較
的低抵抗へ移るスイツチング動作を起させる。第３５図
のＩ−Ｖ特性上の点Ｂ及び第３７図のスイツチングに対
応するエネルギー帯ダイヤグラムが、この動作を説明す
る。

動作のこの後者のモードにおいて、構造１０００はその
特性点Ｂから点Ｃへ動くにつれ、負性抵抗の短い位相に
入る。動作モードのこの部分中、領域３５４中で荷電キ
ヤリヤの比較的低レベルの再結合が起る。第３５図のＩ
−Ｖ特性の点Ｃはデバイスの“オン”状態に対応する。
もしチヤネル領域３６０電流が比較的少量だけ増加する
と、構造１０００のトランジスタ部分がオンで、電流利
得を生じるという事実のため、コレクタ−エミツタ電流
は、著しく増加する。この層３５４中のキヤリヤの増加
は、光出力信号を領域３５４から放出させ、それに対応
して第３５図中に示されたＩ−Ｖ曲線上の点Ｄで示され
るように、出力電流を増加させる。このようにして、光
レベル及び電気的出力信号は変調される。

構造１０００から放出される光の性質と放出される方向
は、構造全体の形状の関数である。ここで述べた構造１
０００は、光波技術でよく知られた多くの方法で領域３
５４に結合された導波路（図示されていない）中に向け
られた、少くとも非可干渉性の光を発生する。レーザ発
振は領域３５４の任意の二つの露出された平行な小面
（すなわち、第３４図の観測者に面した表面及び両方が
光学的に半反射性及び半透明であるように、直接裏に隠
された平行面）間に、共振器空胴を発生させることによ
り、実現できる。構造１０００がレーザとして用いられ
る時、第２領域への導波路結合は、二つの平行へき開小
面のいずれかを通して、行える。

光を放射する構造１０００の一実施例において、層３５
４及び３６０はともにガリウムひ素で、層３５８及び基
板３５５はともにアルミニウム・ガリウムひ素である。
領域３５８は約４００オングストロームの厚さで、１０
¹⁸cm^-3の濃度にｐ−ドープされたAl_0.3Ga_0.7Asから成
る。領域３５４は約０．５μｍの厚さで、１０¹⁷cm^-3の
濃度にｐ−ドープされたGaAsから成る。領域３５５は約
０．５μｍの厚さで、５×１０¹⁸cm³の濃度にｎ^＋−ド
ープされたAl_0.3Ga_0.7から成る。チヤネル領域３６０は
典型的な場合３０オングストロームの厚さで、少くとも
１０¹⁹cm³の濃度にｎ^＋−ドープされたGaAsから成る。
チヤネル領域３６０は数百オングストロームまで、厚く
することができる。応答時間は領域３６０の厚さが増す
につれ、劣化する傾向にある。

現在好ましいと信じられる一実施例において、領域３６
０の厚さはほぼ数ないし１５０オングストロームであろ
う。金属エミツタ３５１は約３０００ないし４０００オ
ングストロームの厚さである。構造１０００は二つの平
行平面に沿つてエツチされたメサでよい。第１の面はデ
バイスの層構造に垂直で、層３５４は露出されるが、第
２の面は第１の面に平行で、領域３５４の深さを越えて
延びるように終る。接触領域３５３及び３５９は、典型
的な場合、イオン注入により形成される。構造１０００
がサイリスタとして用いられる時は、接触３５９を設け
ることは任意でよい。

第３５図の実線の曲線は、サイリスタスイツチングで通
常あるような陽極−陰極順方向バイアス電圧に変化があ
る場合に、構造１０００が示すＩ−Ｖ特性を示す。この
場合、点Ａ、原点、は構造１０００の静止状態に対応
し、接触（電極）の全電位は浮いている。点Ａ及びＢ間
の正勾配の線部分は、構造１０００の陽極から陰極への
順方向バイアスの増加の効果に対応する。屈折点Ｂはバ
イアス電位差が十分大きく、領域３５４中にパンチスル
ーを起すほどであるスイツチングに対応する。その後、
デバイスは点Ｂと第２の屈折点Ｃ間の負勾配の線部分に
対応する負性抵抗の短い位相に入る。それに続く特性の
正勾配の線部分は、デバイスの動作領域で、その点Ｃ及
びＤはそれぞれ変調出力信号の高及び低レベルに対応す
る。これら二つの状態間の変調は、陽極（電極３５１）
と陰極３５７間に印加された電圧のわずかな変化により
制御され、それは構造１０００を貫いて流れる電流と光
の放出に、比較的大きな変化を起させる。

しかし、それに対し、点線の路Ｅは注入されたキヤリヤ
電流が陽極−陰極電圧の制御に比べ、スイツチング特性
に用いられることを示す。先に述べたように、構造１０
００は領域３５４中の多数キヤリヤの蓄積が、領域３５
４から領域３５５への正孔の拡散を誘導し、それが領域
３５５から領域３５４への電子の逆の拡散を起す時、ス
イツチするように意図されている。陰極電位に対する陽
極電位の差は、このデバイスの場合一定に保たれるた
め、必要な多数キヤリヤプラズマの形成を、最初起さ
せ、維持し、変調するための発光／ＢＩＣＭＥＴ／サイ
リスタに用いられる機構は、チヤネルキヤリヤの注入を
通して、デバイスのエミツタ−コレクタ電流を増すこと
である。この場合、チヤネル電流が高ければ高いほど、
より大きなプラズマが成長し、スイツチングに必要な陰
極に対する陽極の電位差は、より低くなる。従つて、注
入されるチヤネル電流を増すことにより、デバイスのス
イツチング電圧をその順方向バイアスまで下ることがで
きる。スイツチング点Ｅの後、負性抵抗の位相を通して
点Ｃまで、先に述べたように、実線に従い、そこからそ
れとＤとの間の変調が、ソース電流中の変化を通して行
われる。

構造１０００は端子３５１及び３５７間に順方向バイア
スが印加され、チヤネル領域３６０には電流は供給され
ず、構造１０００は“オン”状態にあり、端子３５１及
び３５７間に電流が流れるよう、十分な電流利得をもつ
よう、設計できる。電流の大きさはチヤネル領域３６０
に電流を流さず、異なる領域と基板の禁制帯により決
る。端子３５２に電圧と電流を印加すると、端子３５１
及び３５７間の電流が変調され、領域３５４から光が放
出される。

次に、第３９図を参照すると、第３４図の構造１０００
と非常によく似たサイリスタ構造１０００Ａの断面図が
示されている。第３４図の構造１０００に対応した領域
と、同様又は同一の１０００Ａの領域は、“Ａ”を後に
つけ加えて、同じ参照番号をつけてある。構造１０００
と１０００Ａの主な違いは、接触領域３５９と端子３５
６が構造１０００Ａには存在せず、領域３５５Ａの禁制
帯は領域３５４Ａと典型的な場合同じである。構造１０
００Ａはpnpnシリコン制御整流器（ＳＣＲ）として働く
が、領域３５４Ａから光出力信号又は電気的出力信号を
出すには、適していない。構造１０００Ａの応答時間
は、通常のＳＣＲより良いと確信される。シリコンＳＩ
ＰＯＳ技術において、構造１０００Ａは典型的な場合ｐ
−チヤネルデバイスとして製作され、領域及び基板はこ
こで示されたものとは反対の伝導形をもつであろう。

補遺補遺Ａバイアス下の系Ａ１電圧及び電荷方程式第３図は電圧バイアス下、チヤネル電流が流れている時
のＢＩＣＭＥＴを示す。コレクタ−エミツタ電圧、
V_CE、は次式で与えられる。（添字^＊のついた変数はす
べて、それらの各平衡値を示す） V_CE＝V_i−V_i ^*＋φ_s−φ_s ^*＝V_i−φ_ms＋φ_s (A1) ここで、半絶縁体中の電圧降下、Ｖ_iは、次式で与えら
れる。

ここで、Ｃ_ｉは半絶縁体の容量である。

バイアス下で、電荷方程式は Q_e＝Q_ep＋Q_eB＝−（Q_i＋Q_c） (A3) であり、Q_iは次式で与えられる。

ここで、ΔE_iはバイアス下での界面におけるフエニルレ
ベルの位置で、次式で与えられる。

Ｑ_ｃは半導体中の電荷で、次式で与えられる（（Ｂ８）
を参照のこと） (A6)に従うと、半導体電荷の平衡値Ｑ_ｃは、次式で与え
られる。

チヤネル−エミツタ電圧V_CEは次式で与えられる。

ここで、ΔV_iは半絶縁体中の電圧降下V_i−V_i ^*である。
コレクタ−ソース電圧V_CSは、次式で与えられる。

V_CS＝V_CE−V_SE ＝V_CE−ΔＶ_ｉ−β^-1ln（p_o／p_o ^＊）又は V_SC＝ΔV_i＋β^-1ln（p_c／p_o ^*）−V_CE (A9) 第(A2)式を更に証明することは、この時点で、役にた
つ。障壁層の伝導の詳細のために、一般的に考えられる
二つの場合がある。

第１の場合、障壁層は一様で、ゼロバイアス空乏層幅は
障壁層の幅に等しい。次に、順方向バイアスが増すにつ
れ、空乏層幅は減少し、空乏層幅に付随した容量は増加
する。もちろん、これが起つた時、かなりの電流が流
れ、そのため障壁層端とエミツタ接触の間に、電圧降下
がある。この部分に付随した容量があり、従つて全容量
は二つの部分の直列の組合せである。この場合、(A2)は
適用できない。なぜならば、容量Ｃ_ｉは絶縁体容量より
小さく、電圧に依存するからである。

第２の場合、ドーピングは位置とともに急速に変り、接
触のすぐ近くではそれは非常に高い（材料は縮退してい
る）が、半導体に近づくにつれ、急速に減少する。この
種の分布はイオン注入障壁層で期待される。この状況の
場合、もしゼロバイアス空乏幅が障壁層の厚さにちよう
ど等しいならば、バイアスが印加されたように保たれ
る。なぜならば、空乏端におけるドーピングが、そのよ
うに高いからである。すなわち、障壁層をバイアスする
のに必要なすべての電荷は、エミツタ接触における空乏
端の非常にわずかな移動により、供給されるからであ
る。実効的には、空乏端はエミツタ接触に固定され、従
つて(A2)中で用いる正しい容量は、Ｃ_ｉすなわち絶縁体
容量である。しかし、空間電荷の最大値が半絶縁体中に
なる時、状況は変り、容量はＡ、２、２で示されるよう
に増加する。

空乏幅が固定される大きさを見積ることにする。エミツ
タ接触において、ドーピングはN_di１０¹⁹cm^-3と仮定
する。もし、V_i１．２Ｖの電圧が印加されるならば、
エミツタ上に必要な電荷は、もし幾何学的なＣ＝２．５
×１０^-7Ｆ_dcm^-2を仮定するならば、ΔＱ＝ＣΔV_i及び
ΔＱ＝３×１０^-7クーロンcm^-2である。この電荷はエミ
ツタ近くにあるから、ΔＱ＝qN_diΔ_xで、Δ_x１９オン
グストロームである。従つて、電荷のすべてはエミツタ
の約２０オングストローム以内にあり、Ｎ_diが更に高く
なると、更に局在化する。この状況はＡ、２、で考える
ものである。

Ａ、２、障壁層に対する電流方程式考えるべき二つの領域がある：a)空間電荷が半絶縁体を
通しての電荷の輸送に影響を与えない時、すなわち空間
電荷の最大値が半絶縁体エネルギーダイヤグラム中に来
る前で、条件はΔV_iφ_cである時；(b)空間電荷最大値
φ_Ｍが絶縁体のエネルギーダイヤグラム中に来る時、す
なわちΔV_iφ_cの時、前者の場合、電流は障壁層がそ
の中のキヤリヤの平均自由行程より大きいか小さいかに
依存して、拡散律速か熱電子律速である。後者の場合、
それはφ_Mで表わされる障壁による空間電荷律速であ
る。

Ａ、２、１拡散／熱電子律速動作障壁層を貫く電子電流（J_ni）は、一般的に次式で表わ
してよい。

電流はｘに依存しないから、exp〔−βV(x)〕を積分要
素として用いると、(A10)を次の形に書くことができ
る。

境界条件は次のとうりである。

ここで、V_thは障壁層／半導体界面に垂直な方向の平均
電子エネルギーで、φ_ｎは小さいが、金属／半絶縁体界
面における有限のエネルギー障壁である。境界条件を用
いると、J_niについて解いた式が、次のように得られ
る。

(A12)中の積分は閉じた形には完成させられない。しか
し、ほぼ次のように書き直してもよい。

ここで、は半絶縁体の厚さ全体にかかる電界の平均値である。実
効的に一定の空乏幅の場合にのみ正しいのは、この近似
である。

は指数関数の前の項にのみ現れるため、近似は良いはず
である。(A13)の数値を求め、(A12)に置換すると、J_ni
が得られる。

近似的に次のように書けるまた、次のことを知つている D_nV_thln (A15) ここで、lnは半絶縁体中のキヤリヤの平均自由行程であ
る。従つて、(A14)は次のように書いてもよい。

印加された絶縁体電圧ΔV_iの低及び高値に対する(A14)
の限界について考えることにする。小さなΔV_iに対し
て、exp〔−（φ_c−φ_n−ｑΔV_i）／kT〕≫１で、(A16)
の分母は、次のようになる。

大きなｑΔV_iφ_c−φ_nの場合、(A16)の分母は指数項
を展開して、次のようになる一般的にβ（φ_c−φ_e）／kT≫１であるから、(A18)を
用いると、最悪の状況を表わすことになるであろう。す
なわち、より低い電圧レベルでの実際の電流より低い値
を予測するであろう。高電流レベルに最も興味があるか
ら、考えているすべての電圧レベルについて、(A16)の
分母に(A18)を用いる。実際の電流はより低い電圧レベ
ルに対し、より高くすることができる。

この形の興味ある特徴は、熱電子律速及び拡散律速伝導
を組合せることで、もしln≫ｄなら、J_niは次のように
なる。

これは次の形に書いてもよいここで、Ａ^＊はリチヤードソン定数である。この結果は
高さφ_ｃ−ΔV_iの障壁に付随した単なる熱電子放出の結
果である。他方、もしln≪ｄならば、(A19)は次のよう
に書いてもよい。

これはφ_c−ΔＶ_iの障壁高さに付随した拡散電流であ
る。

同様にして、コレクタから半絶縁体への電子の流れは、
次式のようになることがわかる。

であるから、通常の動作条件では、次のようになる。

これは次のように書いてもよいここで、V_nは電子に対する実効速度である。

電流に対する負の符号は、省略した。正孔電流は、(A1
8)からN_cの代りにN_vと置きかえ、金属フエルミレベルE
_Fnから測定した電子に対する障壁φc−ｑΔV_iの代りに（界面における正孔に対するフエルミレベル）から測定
した正孔に対する障壁（ΔE_i＋ΔE_v＋ｇV_i、第３図参
照）を置きかえることにより、直接導かれる。

であることに注意すると、 (A23)は次のようになる。

ここで、は正孔の実効速度である。

Ａ、２、２空間電荷律速動作この動作モードにおいては、半絶縁体中の電界が非常に
高い（１０^５Ｖ／cm）から、電子速度は飽和している
と仮定する。従つて、半絶縁体中の空間電荷密度ρ
_sは、次のようになる。

ρ_s＝ｑ（N_di−J_ni／（Ｖ_ｓｑ）） (A25) ここで、J_ni／（Ｖ_ｓｑ）は電流の空間電荷に対する一
定の寄与で、N_diは半絶縁体中のドナ密度である。( A2
5)をポアソン方程式に代入することにより、となる。ここで、である。

ｘ_ｍをエミツタ接触から測定した空間電荷電位の最大値
とするとき、ｘ＝ｘ_mにおいてＥ＝０の境界条件を用い
ると、(A26)を積分することにより、次のようになる。

ｘ＝０でφ＝０という境界条件を用い(A28)を積分する
と、となる。φ_mは(A29)中でｘ＝x_mと置きかえると、決る。

次に、ｘ＝ｄでφ＝ΔV_i−φ_cの境界条件を用いて、 (A29)から、x_mを決る。すると、次のようになる。

(A31)より、ΔV_i＝φ_cの時、N_d又はJ_niには依存せず、
ｘ_ｍ＝d/2となることは興味深い。(A31)を(A30)に代入
すると、次のようになる。

半絶縁体を貫く電流は、電子に対する障壁（φ_c−Δ
V_i）をφ_ｍで置きかえ、絶縁体の厚さｄを最大値の位置
x_mで置きかえることにより、与えられる。

φ_mがJ_niの関数であるから、(A33)は明らかに超越関数
的なものである。

空気電荷がなければ、量ΔV_iだけ半絶縁体をバイアスす
るということは、系に蓄積された全電荷Q_stを、量ΔV_i
Ｃ_iだけ変化させる。空気電荷が存在すればＱ_stに対す
る空間電荷の効果は、バイアスΔV_iが半絶縁体に印加さ
れた時、ｘ＝ｄ（すなわち界面）における電荷の変化、
ΔＱ、によつて決る。

ΔQ_i＝ε_iE(d)＋φ_cC_i＝（E(d)＋φ_c／ｄ）ε_ｉここで、E(d)はｘ＝ｄにおける電荷である。(A28)中で
ｘ＝ｄとし、(A31)からｘ_mを代入すると、 V_iC_iの項は、形状的な容量のΔＱに対する寄与で、従つ
てｑＮ′_diｄ／２は空間電荷の寄与である。この空間電
荷に次式で与えられる容量ＣC_siを付随させてもよい。

従つて、C_siはＣ_iとは平行になる。

障壁層中の伝導が障壁律速から空間電荷律速へ移る性質を説明するため、結果(A19)と
(A33)を印加電圧の関数として、第Ａ２図にプロツトし
た。空間電荷制限効果が重要になるにつれ、曲線中に鋭
い中断がみられる。デバイスのｑ_mに対応するこの曲線
の勾配は、第Ａ３図に示され、〜４×１０^７Ａ／Vcm^-2
の最大値に達するのがわかる。

この結果から、電流対電圧曲線の屈折部付近で動作させ
るのが、常に望ましいことがわかる。

屈折部以上の電圧の場合、容量は空間電荷成分(A34)の
ため増加することに気づくであろう。

補遺Ｂ電荷方程式Ｂ、１全半導体電荷Ｑ_２半導体の空乏領域中の任意の面ｘにおけるポアソン方程
式は、次式で与えられる。

ここで、ｘは半絶縁体／半導体界面から測定される。自
由正孔密度ｐ(x)は次の形に書いてもよい。

p(x)＝p_oｅ^{−βφ（ｘ）} (B2) ここで、半導体界面においては、φ(x)＝０及びｐ(x)＝
p_oで、空乏領域端においては、φ(x)＝φ_sである。

J_ci／ｑV_sの項はコレクタ電流の一定の空間電荷の寄与
である。これはドナ電荷を減す効果とコレクタ領域の幅
を広げる効果をもつ。この項はまた、又はJ_c＜qV_sN_dであるため、流れうる最大のコレクタ電
流密度を決る。そうでなければφ_s＜０で、これは維持
できない条件である。不等式は非常に大きなコレクタ電
流を流すためには、N_dは非常に大きくなければならない
ことを示す。たとえば、理論用途に望ましい１０^６Ａ／
cm²程度のコレクタ電流を実現するためには、N_d＞１０
^６／１．６×１０^-19×１０^７）＞６×１０¹⁷cm^-3であ
る。

(B2)を(B1)に代入すると、となる。これはＥ＝−dφ／dxであるから、次の形に書
いてもよい。

ここで、積分はε＝ε_ｏ及びφ＝０である界面から、Ｅ
＝０及びφ＝φ_sである空乏領域端まで行つた。積分を
起うと次のようになる。

半導体中の電荷Ｑ_cは、Ｅ_０と次式の関係がある。

Q_c＝ε_sε_o ( B7) 従つて、(B6)を(B5)に代入し、であることに注意すると、となる。

Ｂ、２反転電荷Ｑ_inv 第(A3)式は全半導体電荷の表式である。しばしば、自由
キヤリヤ蓄積電荷Ｑ_inv−Q_inv ^*を必要とし、これは(A3)
からは直接は得られない。しかし、ｐ_０（又はp₀ ^*）、Q
_invP（又はQ_inv ^*）は、次のように決めてもよい。

界面から距離ｘにおける正孔電荷密度はqp_oe^−βｘ（第
８図参照）で、ここでφ_ｘはｘにおける価電子帯端部の
電位である。（第７図参照）従つて、ここで、φ_xは界面からの距離ｘにおけるＥ_vo、すなわ
ちｘ＝０における価電子帯端部に対して測定した価電子
帯端部の電位である。すると、次のようになる。

ここで、ｄφ_x／dx＝ε_xである。

は界面からの距離とともに急速に落るから、ｄφ_x／dx
は一定と仮定してよく、界面においてその値をE_oに等し
いとしてよい。従つて、及びE_o＝Q_s／ε_sであるから、(B10)より (B3)に従うと、Ｑ_i ^* _nvとして次のように書いてもよい。

最後に、自由キヤリヤ蓄積電荷に対しては、次のように
なる。

Ｂ３空乏電荷及び空乏幅全半導体電荷Q_sは、反転層電荷Q_inv及び空乏電荷Q_dの和
である。Q_c＝Q_inv＋Q_d 従つて、(B11)からここで、Q_sは(B7)で与えられる。

空乏領域の幅λ_dは、次式で与えられる。

又は補遺Ｃ：界面状態における再結合１秒当り単位面積の界面を通過する電子の数をＮとす
る。するとである。従つて、１秒当り掃き出される捕獲断面積はで、ここでσは電子捕獲断面積である。N_ssを単位面積
当りの界面トラツプの数と仮定すると、再結合速度Ｒはである。

従つて、再結合電流密度は、次のようになる。

J_R＝_qR＝N_ssσJ_c J_s＝J_pi＋J_Rであるから、得られる最大利得は、次のよ
うになる。

ここで、Ｇ_ｏは再結合がない場合の利得である。明らか
に、再結合はもし条件が満されるならば、利得には影響を及ぼさない。従つ
て、σの適切な値を見積らなければならない。電子はト
ラツプの近くで、時間t_tr＝ｒ／Ｖだけ費さなければな
らないことに、気づく。ここで、ｒはトラツプの半径、
Ｖは界面を貫いて移動する電子の速度例えばである。電子が捕獲されるためには、それはトラツプ近
くで少くともt_phに等しい時間を費し、フオノンを放出
しなければならない。捕獲断面積はその低電界での（平
衡な）値から、t_tr／t_phに比例して減少すると考えられ
る。

断面は高界面電界の効果により、更に減少するであろ
う。なぜならば、この効果を無視し、σ_ｏ−１０^-15c
m²、ｒ＝１オングストローム、ΔＥ_c＝０．２ｅＶの典
型的な値を用いても、σ２×１０^-20cm²を得る。従つ
て、N_it＝１０¹²cm^-2を仮定すると、得られる最大利得
はＧ＝５×１０^６で、N_itが下るにつれ、次第に良くな
る。

───────────────────────────────────────────────────── フロントページの続き (56)参考文献特開昭58−100456（ＪＰ，Ａ)

Claims

【特許請求の範囲】

【請求項１】第１の伝導形を有し、界面に反転層（１
８）を形成するのに適合した第１（１０）及び第２（１
２）の領域間の界面を含み、前記反転層は第２の伝導形
の電気的キヤリヤのソース（１６）と電気的に接触し、
前記第１及び第２領域間に流れる前記第１の伝導形の電
気的キヤリヤを制御するのに適合していることを特徴と
する固体デバイス
【請求項２】第１及び第２領域間の電気的キヤリヤの流
れを制御するのに適合した反転層を形成するのに適合し
た第１及び第２の領域間の界面を含み、前記反転層は前記領域間の禁制帯エネルギーの差によ
り、前記領域間に本質的に閉じ込められることを特徴と
するデバイス
【請求項３】第１の伝導形を有する相対的に広禁制帯材
料の第１の領域（１２）とオーム性接触をなす金属性エ
ミツタ（１４）；前記第１の伝導形を有し、界面において前記第１の領域
と接する相対的に狭禁制帯の第２の領域（１０）；前記第１の伝導形とは相対する伝導形を有するチヤネル
接触領域（１６）を含み、前記チヤネル接触領域は前記界面に形成される反転層と
電気的に接触するのに適していることを特徴とするデバ
イス
【請求項４】請求の範囲第３項に記載されたデバイスに
おいて、前記反転層は前記デバイスに印加された動作電位が無い
時、前記界面の限界まで本質的に延びることを特徴とす
るデバイス
【請求項５】請求の範囲第３項に記載されたデバイスに
おいて、前記反転層の形成は、前記界面の近くに存在す
る荷電粒子により、少くとも一部行われることを特徴と
するデバイス
【請求項６】請求の範囲第３項に記載されたデバイスに
おいて、前記金属性エミツタ及び前記第１の領域は、光学的に透
明であることを特徴とするデバイス
【請求項７】請求の範囲第３項に記載されたデバイスに
おいて、前記第２の領域は前記デバイスの少くとも一部が、光エ
ネルギーにより照射された時、正孔−電子対を生成する
のに適し、それにより光検出器が得られることを特徴と
するデバイス
【請求項８】請求の範囲第３項に記載されたデバイスに
おいて、前記チヤネル接触は前記金属性エミツタから前記第２の
領域へ、前記第１の領域を貫いて流れる多数キヤリヤの
流れを制御するための電気信号を伝えるのに適し、それ
により前記信号に対して電流利得を発生させることを特
徴とするデバイス
【請求項９】請求の範囲第３項に記載されたデバイスに
おいて、前記金属性エミツタは金属であることを特徴とするデバ
イス。