JPH08279629A - 半導体結合超伝導素子 - Google Patents
半導体結合超伝導素子Info
- Publication number
- JPH08279629A JPH08279629A JP7082377A JP8237795A JPH08279629A JP H08279629 A JPH08279629 A JP H08279629A JP 7082377 A JP7082377 A JP 7082377A JP 8237795 A JP8237795 A JP 8237795A JP H08279629 A JPH08279629 A JP H08279629A
- Authority
- JP
- Japan
- Prior art keywords
- electrode
- dimensional electron
- semiconductor
- electron gas
- gate electrode
- Prior art date
- Legal status (The legal status is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the status listed.)
- Pending
Links
Landscapes
- Electrodes Of Semiconductors (AREA)
- Superconductor Devices And Manufacturing Methods Thereof (AREA)
- Junction Field-Effect Transistors (AREA)
Abstract
(57)【要約】
【目的】 量子ポイントコンタクト素子におけるコンダ
クタンスの量子化単位を、より容易に制御できるように
することを目的とする。 【構成】 金属ゲート電極４によってキャリア密度ＮS
を変化させてフェルミ速度ｖF を制御し、超伝導体によ
るドレイン電極２と二次元電子ガス７（ＩｎＡｌＡｓ層
８）界面のアンドレエフ反射確率を変化させる。また、
二次元電子ガス７（ＩｎＡｌＡｓ層８）への対ポテンシ
ャルの侵入長を、金属ゲート電極４を用いてキャリア密
度（電子濃度）ＮS を変化させることによって制御し、
アンドレエフ反射確率を変化させる。
クタンスの量子化単位を、より容易に制御できるように
することを目的とする。 【構成】 金属ゲート電極４によってキャリア密度ＮS
を変化させてフェルミ速度ｖF を制御し、超伝導体によ
るドレイン電極２と二次元電子ガス７（ＩｎＡｌＡｓ層
８）界面のアンドレエフ反射確率を変化させる。また、
二次元電子ガス７（ＩｎＡｌＡｓ層８）への対ポテンシ
ャルの侵入長を、金属ゲート電極４を用いてキャリア密
度（電子濃度）ＮS を変化させることによって制御し、
アンドレエフ反射確率を変化させる。
Description
【０００１】
【産業上の利用分野】この発明は、半導体のヘテロ接合
部に形成される二次元電子ガスと超伝導体とが接する半
導体結合超伝導素子に関する。
部に形成される二次元電子ガスと超伝導体とが接する半
導体結合超伝導素子に関する。
【０００２】
【従来の技術】従来のＦＥＴ（電界効果トランジスタ）
型３端子素子では、ゲート電圧によって伝導電子（キャ
リア）密度を変化させて動作させている。ＨＥＭＴ（高
電子移動度トランジスタ）も同様であり、変調ドープさ
れたヘテロ接合に閉じ込められた二次元電子ガスをゲー
ト電圧によって制御する素子である。このＨＥＭＴは、
積層した薄膜の化合物半導体にソース・ドレインおよび
ゲートの３電極を設け、ゲートに電圧を印加することで
ゲート電極下の二次元電子ガス濃度を変化させ、ソース
・ドレイン電流を制御するようにしている。
型３端子素子では、ゲート電圧によって伝導電子（キャ
リア）密度を変化させて動作させている。ＨＥＭＴ（高
電子移動度トランジスタ）も同様であり、変調ドープさ
れたヘテロ接合に閉じ込められた二次元電子ガスをゲー
ト電圧によって制御する素子である。このＨＥＭＴは、
積層した薄膜の化合物半導体にソース・ドレインおよび
ゲートの３電極を設け、ゲートに電圧を印加することで
ゲート電極下の二次元電子ガス濃度を変化させ、ソース
・ドレイン電流を制御するようにしている。
【０００３】ここで、このゲート電極に間隙を設けて、
キャリヤとしての二次元電子ガスをより小さい領域に閉
じこめて制御する量子ポイントコンタクト素子がある。
図８は、このようにゲート電極に微小間隙を設けて分割
した構造、すなわちスプリット型ゲート電極を有する量
子ポイントコンタクト素子の１例を示す斜視図である。
同図、（ａ）において、８１は半絶縁性ＧａＡｓ基板、
８２はバッファ層、８３，８４はＡｕＧｅＮｉなどから
なるソース電極，ドレイン電極、８５はノンドープのＧ
ａＡｓ層、８７はノンドープのＡｌＧａＡｓ層、８８は
ｎ型の不純物が導入されたＡｌＧａＡｓ層、８９はノン
ドープのＡｌＧａＡｓ層、８１０は所定の位置に隙間を
有するスプリット型金属ゲート電極である。
キャリヤとしての二次元電子ガスをより小さい領域に閉
じこめて制御する量子ポイントコンタクト素子がある。
図８は、このようにゲート電極に微小間隙を設けて分割
した構造、すなわちスプリット型ゲート電極を有する量
子ポイントコンタクト素子の１例を示す斜視図である。
同図、（ａ）において、８１は半絶縁性ＧａＡｓ基板、
８２はバッファ層、８３，８４はＡｕＧｅＮｉなどから
なるソース電極，ドレイン電極、８５はノンドープのＧ
ａＡｓ層、８７はノンドープのＡｌＧａＡｓ層、８８は
ｎ型の不純物が導入されたＡｌＧａＡｓ層、８９はノン
ドープのＡｌＧａＡｓ層、８１０は所定の位置に隙間を
有するスプリット型金属ゲート電極である。
【０００４】このような構造では、ＧａＡｓ層８５とＡ
ｌＧａＡｓ層８７の界面のＧａＡｓ層８５側に、ｎ型Ａ
ｌＧａＡｓ層８８の存在により二次元電子ガス８６が形
成される。ここで、スプリット型金属ゲート電極８１０
に電圧を印加すると、図８（ｂ）に示すように、空乏化
した空乏領域８１１が形成され、スプリット型金属ゲー
ト電極８１０下の領域の二次元電子ガス８６も完全に空
乏化し、キャリヤとして働かなくなる。したがって、ス
プリット型金属ゲート電極８１０の間隙の下の空乏化し
ていない領域の二次元電子ガス８６が、伝導のチャネル
となる。このとき、スプリット型金属ゲート電極８１０
両脇の二次元電子ガス８６は、スプリット型金属ゲート
電極８１０の隙間下で接続されていることになる。
ｌＧａＡｓ層８７の界面のＧａＡｓ層８５側に、ｎ型Ａ
ｌＧａＡｓ層８８の存在により二次元電子ガス８６が形
成される。ここで、スプリット型金属ゲート電極８１０
に電圧を印加すると、図８（ｂ）に示すように、空乏化
した空乏領域８１１が形成され、スプリット型金属ゲー
ト電極８１０下の領域の二次元電子ガス８６も完全に空
乏化し、キャリヤとして働かなくなる。したがって、ス
プリット型金属ゲート電極８１０の間隙の下の空乏化し
ていない領域の二次元電子ガス８６が、伝導のチャネル
となる。このとき、スプリット型金属ゲート電極８１０
両脇の二次元電子ガス８６は、スプリット型金属ゲート
電極８１０の隙間下で接続されていることになる。
【０００５】ここで、スプリット型金属ゲート電極８１
０の間隙における、電圧を印加したときに残されている
伝導チャネルとしての二次元電子ガス８６の幅Ｗと長さ
Ｌが、このキャリヤの平均自由行程ｌe よりも十分短
く、更に幅Ｗが電子のフェルミ波長λF と同程度かまた
はそれ以下の場合、この伝導チャネルは擬似的に１次元
とみなすことができる。これを量子ポイントコンタクト
と呼んでおり、このような構造では、伝導チャネルのコ
ンダクタンスＧは、不連続に変化していることが文献１
に示されている（文献１：B.J.van Weesなど Physical
Review Letters,Vol.60,No.9,p848,1988）。これは、図
９に示すように、ゲート電圧のある一定の変化に対し
て、コンダクタンスＧが不連続に量子化単位「２ｅ2／
ｈ 」で変化しているものである。ここでｅは電子の電
荷、ｈはプランク定数であり、量子化単位は普遍的な大
きさである。
０の間隙における、電圧を印加したときに残されている
伝導チャネルとしての二次元電子ガス８６の幅Ｗと長さ
Ｌが、このキャリヤの平均自由行程ｌe よりも十分短
く、更に幅Ｗが電子のフェルミ波長λF と同程度かまた
はそれ以下の場合、この伝導チャネルは擬似的に１次元
とみなすことができる。これを量子ポイントコンタクト
と呼んでおり、このような構造では、伝導チャネルのコ
ンダクタンスＧは、不連続に変化していることが文献１
に示されている（文献１：B.J.van Weesなど Physical
Review Letters,Vol.60,No.9,p848,1988）。これは、図
９に示すように、ゲート電圧のある一定の変化に対し
て、コンダクタンスＧが不連続に量子化単位「２ｅ2／
ｈ 」で変化しているものである。ここでｅは電子の電
荷、ｈはプランク定数であり、量子化単位は普遍的な大
きさである。
【０００６】スプリット型金属ゲート電極８１０（図
８）に印加する電圧により空乏領域８１１の広さが変化
するので、これによって伝導チャネル幅Ｗも変化し、こ
のことによってコンダクタンスＧも変化するが、これが
ある電圧領域では不連続に量子化されたものとなる。こ
のある電圧領域が、上述したように、伝導チャネルの幅
Ｗと長さＬが、このキャリヤの平均自由行程ｌe よりも
十分短く、更に幅Ｗが電子のフェルミ波長λF と同程度
かまたはそれ以下となるときのものである。
８）に印加する電圧により空乏領域８１１の広さが変化
するので、これによって伝導チャネル幅Ｗも変化し、こ
のことによってコンダクタンスＧも変化するが、これが
ある電圧領域では不連続に量子化されたものとなる。こ
のある電圧領域が、上述したように、伝導チャネルの幅
Ｗと長さＬが、このキャリヤの平均自由行程ｌe よりも
十分短く、更に幅Ｗが電子のフェルミ波長λF と同程度
かまたはそれ以下となるときのものである。
【０００７】
【発明が解決しようとする課題】しかしながら、ゲート
電圧に対して量子化されて変化する伝導チャネルのコン
ダクタンスの量子化単位は、上述したように普遍的な大
きさであるため、制御しにくいという問題があった。従
来では、ドレイン電極を超伝導体とし、これをスプリッ
ト型金属ゲート電極に近づけ、超伝導体電極中のクーパ
ー対の染みだし量をこの超伝導体電極上に絶縁膜を介し
て配置した磁場印加用の電極により与えられた磁場によ
り変化させ、量子化単位を制御するようにした半導体結
合超伝導素子がある。しかし、これでは、一度印加した
磁場が、トラップされることにより磁場印加用の電極へ
の電圧を０としても消えなく、磁場を無くすために新た
に逆の極性の電圧を印加するなど、制御が容易にできな
いという問題があった。
電圧に対して量子化されて変化する伝導チャネルのコン
ダクタンスの量子化単位は、上述したように普遍的な大
きさであるため、制御しにくいという問題があった。従
来では、ドレイン電極を超伝導体とし、これをスプリッ
ト型金属ゲート電極に近づけ、超伝導体電極中のクーパ
ー対の染みだし量をこの超伝導体電極上に絶縁膜を介し
て配置した磁場印加用の電極により与えられた磁場によ
り変化させ、量子化単位を制御するようにした半導体結
合超伝導素子がある。しかし、これでは、一度印加した
磁場が、トラップされることにより磁場印加用の電極へ
の電圧を０としても消えなく、磁場を無くすために新た
に逆の極性の電圧を印加するなど、制御が容易にできな
いという問題があった。
【０００８】この発明は、以上のような問題点を解消す
るためになされたものであり、量子ポイントコンタクト
素子におけるコンダクタンスの量子化単位を、より容易
に制御できるようにすることを目的とする。
るためになされたものであり、量子ポイントコンタクト
素子におけるコンダクタンスの量子化単位を、より容易
に制御できるようにすることを目的とする。
【０００９】
【課題を解決するための手段】この発明の半導体結合超
伝導素子は、半導体基板上に形成され、キャリアとなる
二次元電子ガスを形成するためのヘテロ接合面を有する
半導体層積層体と、半導体層積層体上に絶縁層を介して
形成され、所定の位置に微小な間隙が形成されている第
１のゲート電極と、半導体層積層体のヘテロ接合面に形
成されている二次元電子ガスと接続するように形成され
た第１の電極と、二次元電子ガスと接続し、かつ第１の
ゲート電極と二次元電子ガスの平均自由行程より短い間
隔で形成された超伝導体からなる第２の電極と、第１の
ゲート電極，第２の電極の間の半導体積層体上に形成さ
れた第２のゲート電極とを有することを特徴とする。
伝導素子は、半導体基板上に形成され、キャリアとなる
二次元電子ガスを形成するためのヘテロ接合面を有する
半導体層積層体と、半導体層積層体上に絶縁層を介して
形成され、所定の位置に微小な間隙が形成されている第
１のゲート電極と、半導体層積層体のヘテロ接合面に形
成されている二次元電子ガスと接続するように形成され
た第１の電極と、二次元電子ガスと接続し、かつ第１の
ゲート電極と二次元電子ガスの平均自由行程より短い間
隔で形成された超伝導体からなる第２の電極と、第１の
ゲート電極，第２の電極の間の半導体積層体上に形成さ
れた第２のゲート電極とを有することを特徴とする。
【００１０】
【作用】二次元電子ガスと第２の電極との界面におい
て、フェルミレベルを基準としたエネルギーが超伝導ギ
ャップ内にある１個の電子が、二次元電子ガスから第２
の電極へ入射すると、第２の電極では電子２個からなる
クーパー対が生成してキャリアとなる。このクーパー対
を生成するためにはもう１個電子が必要になるが、この
分が正孔となって二次元電子ガスの存在する半導体層側
に生成される。すなわち、半導体層側に正孔を反射する
アンドレエフ反射が起こる。
て、フェルミレベルを基準としたエネルギーが超伝導ギ
ャップ内にある１個の電子が、二次元電子ガスから第２
の電極へ入射すると、第２の電極では電子２個からなる
クーパー対が生成してキャリアとなる。このクーパー対
を生成するためにはもう１個電子が必要になるが、この
分が正孔となって二次元電子ガスの存在する半導体層側
に生成される。すなわち、半導体層側に正孔を反射する
アンドレエフ反射が起こる。
【００１１】そして、第２のゲート電極への電圧の印加
によりこの下の二次元電子ガスの電子密度が変化し、ア
ンドレエフ反射確率が変化する。また、第２の電極が接
している二次元電子ガスには、クーパー対の存在し得る
対ポテンシャルが第２の電極側より染み出していて、こ
の染みだしの量が第２のゲート電極への電圧の印加によ
り変化する。
によりこの下の二次元電子ガスの電子密度が変化し、ア
ンドレエフ反射確率が変化する。また、第２の電極が接
している二次元電子ガスには、クーパー対の存在し得る
対ポテンシャルが第２の電極側より染み出していて、こ
の染みだしの量が第２のゲート電極への電圧の印加によ
り変化する。
【００１２】
【実施例】まず、この発明の実施例の前に本発明の概要
について説明する。本発明は、量子ポイントコンタクト
素子近傍に、半導体中で二次元電子ガスと結合した超伝
導電極を配置し、半導体上のスプリット型ゲートに印加
する電圧によって両電極間のコンダクタンスを不連続な
値に量子化することを特徴とする。さらに、電場を印加
することによって量子化単位を連続的に変化させること
が可能であることが最大の特徴である。すなわち、超伝
導電極をスプリット型ゲート電極近傍に有すること、電
場を印加する第２のゲート電極を有することが特徴であ
る。動作的には、量子化単位、すなわち、不連続なステ
ップの高さを連続的に制御することができる。
について説明する。本発明は、量子ポイントコンタクト
素子近傍に、半導体中で二次元電子ガスと結合した超伝
導電極を配置し、半導体上のスプリット型ゲートに印加
する電圧によって両電極間のコンダクタンスを不連続な
値に量子化することを特徴とする。さらに、電場を印加
することによって量子化単位を連続的に変化させること
が可能であることが最大の特徴である。すなわち、超伝
導電極をスプリット型ゲート電極近傍に有すること、電
場を印加する第２のゲート電極を有することが特徴であ
る。動作的には、量子化単位、すなわち、不連続なステ
ップの高さを連続的に制御することができる。
【００１３】以下この発明の１実施例を図を参照して説
明する。図１は、この発明の１実施例における半導体結
合超伝導素子の構成を示す斜視図（ａ）および平面図
（ｂ）である。同図において、１は常伝導体であるソー
ス電極、２は超伝導体からなるドレイン電極、３は所定
の位置に隙間を有するスプリット型金属ゲート電極（第
１のゲート電極）、４は金属ゲート電極（第２のゲート
電極）、５はノンドープのＩｎＡｌＡｓ層、６はノンド
ープのＩｎＧａＡｓ層、７は二次元電子ガス、８はノン
ドープのＩｎＡｌＡｓ層、９はｎ形ＩｎＡｌＡｓ層、１
０はノンドープのＩｎＡｌＡｓ層、１１はＩｎＰ基板で
ある。
明する。図１は、この発明の１実施例における半導体結
合超伝導素子の構成を示す斜視図（ａ）および平面図
（ｂ）である。同図において、１は常伝導体であるソー
ス電極、２は超伝導体からなるドレイン電極、３は所定
の位置に隙間を有するスプリット型金属ゲート電極（第
１のゲート電極）、４は金属ゲート電極（第２のゲート
電極）、５はノンドープのＩｎＡｌＡｓ層、６はノンド
ープのＩｎＧａＡｓ層、７は二次元電子ガス、８はノン
ドープのＩｎＡｌＡｓ層、９はｎ形ＩｎＡｌＡｓ層、１
０はノンドープのＩｎＡｌＡｓ層、１１はＩｎＰ基板で
ある。
【００１４】二次元電子ガス７はＩｎＧａＡｓ層６とＩ
ｎＡｌＡｓ層８の界面のＩｎＡｌＡｓ層８側に形成され
ている。また、ソース電極１は常伝導体に限るものでは
なく、超伝導体を用いるようにしても良い。ドレイン電
極２としては、例えばＮｂは絶対温度９Ｋ以下で用いれ
ば超伝導状態となるので、このＮｂを用いこれを液体ヘ
リウムなどで絶対温度４．２Ｋにすればよい。他に、Ｎ
ｂＮなどでも良い。二次元電子ガス７の電子濃度Ｎｓお
よび移動度μは、その絶対温度４．２Ｋにおいて、Ｎｓ
＝２．１×１０12ｃｍ-2、μ＝８７２００ｃｍ2/Ｖｓで
ある。二次元電子ガス７のフェルミ波長λF と平均自由
工程ｌe は、それぞれ以下の数１，数２で示される。
ｎＡｌＡｓ層８の界面のＩｎＡｌＡｓ層８側に形成され
ている。また、ソース電極１は常伝導体に限るものでは
なく、超伝導体を用いるようにしても良い。ドレイン電
極２としては、例えばＮｂは絶対温度９Ｋ以下で用いれ
ば超伝導状態となるので、このＮｂを用いこれを液体ヘ
リウムなどで絶対温度４．２Ｋにすればよい。他に、Ｎ
ｂＮなどでも良い。二次元電子ガス７の電子濃度Ｎｓお
よび移動度μは、その絶対温度４．２Ｋにおいて、Ｎｓ
＝２．１×１０12ｃｍ-2、μ＝８７２００ｃｍ2/Ｖｓで
ある。二次元電子ガス７のフェルミ波長λF と平均自由
工程ｌe は、それぞれ以下の数１，数２で示される。
【００１５】
【数１】
【００１６】
【数２】
【００１７】そして、ここに上述した値を用いると、λ
F ＝１７．３ｎｍ，ｌe ＝２．１μｍであり、この実施
例における伝導チャネル（二次元電子ガス７）は、量子
ポイントコンタクトとなっている。
F ＝１７．３ｎｍ，ｌe ＝２．１μｍであり、この実施
例における伝導チャネル（二次元電子ガス７）は、量子
ポイントコンタクトとなっている。
【００１８】常伝導体と超伝導体が結合している界面
に、超伝導体のエネルギーギャップΔ以下のエネルギー
を持った電子が入射すると、超伝導体側にクーパー対を
生成する。このクーパー対を生成するためにはもう１個
電子が必要になるが、この分が正孔となって二次元電子
ガスの存在する常伝導体側に生成される。すなわち、常
伝導体側に正孔を反射するアンドレエフ反射が起こる。
常伝導体である半導体では１個の電子もしくは１個の正
孔が伝導性を示すためのキャリヤとなるが、超伝導体で
は電子２個が対となったクーパー対がキャリヤとなる。
図２はこれを模式的に表したものである。
に、超伝導体のエネルギーギャップΔ以下のエネルギー
を持った電子が入射すると、超伝導体側にクーパー対を
生成する。このクーパー対を生成するためにはもう１個
電子が必要になるが、この分が正孔となって二次元電子
ガスの存在する常伝導体側に生成される。すなわち、常
伝導体側に正孔を反射するアンドレエフ反射が起こる。
常伝導体である半導体では１個の電子もしくは１個の正
孔が伝導性を示すためのキャリヤとなるが、超伝導体で
は電子２個が対となったクーパー対がキャリヤとなる。
図２はこれを模式的に表したものである。
【００１９】このアンドレエフ反射では、１個の電子が
入射して２つの電子からなる１つのクーパー対が生じる
ので、正味２個の電荷が伝導したことになり、界面を含
む系のコンダクタンスは通常の常伝導体による電極のコ
ンダクタンスの２倍となる。超伝導体からなるドレイン
電極２と二次元電子ガス７界面におけるアンドレエフ反
射確率をＡとすると、ソース電極１とドレイン電極間の
コンダクタンスは、図３に示すように、「４ｅ2 ／ｈ×
Ａ」を単位として量子化され、不連続な値を取る。そし
て、従来の量子ポイントコンタクト素子における量子化
単位の２Ａ倍のコンダクタンスが得られる（文献２：A.
Furusaki,H.Takayanagi、and M.Tsukada,"Josephson eff
ect of the Superconducting quantum point contact",
Physical Review B,Vol.45,p.10563,1992.）。
入射して２つの電子からなる１つのクーパー対が生じる
ので、正味２個の電荷が伝導したことになり、界面を含
む系のコンダクタンスは通常の常伝導体による電極のコ
ンダクタンスの２倍となる。超伝導体からなるドレイン
電極２と二次元電子ガス７界面におけるアンドレエフ反
射確率をＡとすると、ソース電極１とドレイン電極間の
コンダクタンスは、図３に示すように、「４ｅ2 ／ｈ×
Ａ」を単位として量子化され、不連続な値を取る。そし
て、従来の量子ポイントコンタクト素子における量子化
単位の２Ａ倍のコンダクタンスが得られる（文献２：A.
Furusaki,H.Takayanagi、and M.Tsukada,"Josephson eff
ect of the Superconducting quantum point contact",
Physical Review B,Vol.45,p.10563,1992.）。
【００２０】アンドレエフ反射確率Ａは、超伝導体のエ
ネルギーギャップΔ内のエネルギーＥを有する入射電子
に対して、界面における散乱ポテンシャルバリアを示す
パラメータＺを用いて、以下の数３のように示される
（文献３：G.E.Blonder,M.Tinkham,and T.M.Klapwijk,"
Transition from metallic to tunneling regimes in s
uperconducting microconstrictions : Excess curren
t,charge imbalance,andsupercurrent conversion",Phy
sical Review B,Vol.25,No.7,p.4515,1982.）。
ネルギーギャップΔ内のエネルギーＥを有する入射電子
に対して、界面における散乱ポテンシャルバリアを示す
パラメータＺを用いて、以下の数３のように示される
（文献３：G.E.Blonder,M.Tinkham,and T.M.Klapwijk,"
Transition from metallic to tunneling regimes in s
uperconducting microconstrictions : Excess curren
t,charge imbalance,andsupercurrent conversion",Phy
sical Review B,Vol.25,No.7,p.4515,1982.）。
【００２１】
【数３】
【００２２】つまり、アンドレエフ反射は、散乱ポテン
シャルバリアＺの関数として表すことができる。ここ
で、金属ゲート電極４とＩｎＡｌＡｓ層５の界面、すな
わち常伝導体／半導体界面に、高さと幅の関がＨのδ関
数形のショットキー障壁がある場合を考えると、Ｚは二
次元電子ガス７のフェルミ速度ｖF を用いて、Ｚ＝Ｈ／
（ｈ・ｖF／（２π））で表される。ｈはプランク定数
である。
シャルバリアＺの関数として表すことができる。ここ
で、金属ゲート電極４とＩｎＡｌＡｓ層５の界面、すな
わち常伝導体／半導体界面に、高さと幅の関がＨのδ関
数形のショットキー障壁がある場合を考えると、Ｚは二
次元電子ガス７のフェルミ速度ｖF を用いて、Ｚ＝Ｈ／
（ｈ・ｖF／（２π））で表される。ｈはプランク定数
である。
【００２３】また、フェルミ速度ｖF は、以下の数４で
示される量であり、二次元電子ガス７の電子濃度ＮS の
平方根に比例する。
示される量であり、二次元電子ガス７の電子濃度ＮS の
平方根に比例する。
【００２４】
【数４】 なお、ｍ* は二次元電子ガスの有効質量である。
【００２５】この実施例においては、金属ゲート電極４
によってキャリア密度ＮS を変化させてフェルミ速度ｖ
F を制御し、アンドレエフ反射確率を変化させる。さら
に、超伝導近接効果によって超伝導体であるドレイン電
極２の対ポテンシャルが二次元電子ガス７に染み出して
いる場合を考慮すると、ドレイン電極２と二次元電子ガ
ス７界面の対ポテンシャルと、界面における散乱ポテン
シャルバリアＺは、図４のように示される。
によってキャリア密度ＮS を変化させてフェルミ速度ｖ
F を制御し、アンドレエフ反射確率を変化させる。さら
に、超伝導近接効果によって超伝導体であるドレイン電
極２の対ポテンシャルが二次元電子ガス７に染み出して
いる場合を考慮すると、ドレイン電極２と二次元電子ガ
ス７界面の対ポテンシャルと、界面における散乱ポテン
シャルバリアＺは、図４のように示される。
【００２６】図４は、超伝導体であるドレイン電極２と
半導体であるＩｎＡｌＡｓ層８（二次元電子ガス７）と
の界面付近の、クーパー対が存在し得る領域を示す対ポ
テンシャルの状態を示す状態図である。ここで、対ポテ
ンシャルが０となる点までの界面からの距離、すなわ
ち、対ポテンシャルの侵入長をＸN とすると、入射エネ
ルギーがフェルミレベルに近いときは、このＸN が大き
いほどアンドレエフ反射確率は大きくなる。
半導体であるＩｎＡｌＡｓ層８（二次元電子ガス７）と
の界面付近の、クーパー対が存在し得る領域を示す対ポ
テンシャルの状態を示す状態図である。ここで、対ポテ
ンシャルが０となる点までの界面からの距離、すなわ
ち、対ポテンシャルの侵入長をＸN とすると、入射エネ
ルギーがフェルミレベルに近いときは、このＸN が大き
いほどアンドレエフ反射確率は大きくなる。
【００２７】超伝導体に隣接している半導体中に対ポテ
ンシャルの侵入が存在すると、これらの界面における散
乱ポテンシャルバリアＺの影響が低減され、電子の入射
エネルギーがフェルミレベルに近いときのアンドレエフ
反射確率が増大することが知られている（文献４：P.C.
van Son,H.van Kempen,and P.Wyder,"Andreev reflecti
on and geometrical resonance effects for a gradual
variation of the pair potential near the normal-m
etal-superconductor interface",Physical Review B,V
ol.37,No.10,p.5015,1988.）。
ンシャルの侵入が存在すると、これらの界面における散
乱ポテンシャルバリアＺの影響が低減され、電子の入射
エネルギーがフェルミレベルに近いときのアンドレエフ
反射確率が増大することが知られている（文献４：P.C.
van Son,H.van Kempen,and P.Wyder,"Andreev reflecti
on and geometrical resonance effects for a gradual
variation of the pair potential near the normal-m
etal-superconductor interface",Physical Review B,V
ol.37,No.10,p.5015,1988.）。
【００２８】図５は、アンドレエフ反射確率と入射電子
エネルギーとの関係を示した相関図である。同図におい
て、５１は対ポテンシャルの染みだし距離ＸN が０のと
き、５２は対ポテンシャルの染みだし距離ＸN が０．４
μｍの時の相関を示している。同図から明らかなよう
に、距離ＸN が０でも０．４μｍでも、アンドレエフ反
射確率Ａは、超伝導体に入射する電子のエネルギーが
０．８（Ｅ／Δ）付近で最大となっている。しかし、素
子を実際に動作させるときの電子のエネルギーとなる入
射電子エネルギーが０（Ｅ／Δ）付近では、距離ＸN が
０．４μｍの方がアンドレエフ反射確率Ａが大きい。な
お、これは超伝導体のドレイン電極４として、超伝導ギ
ャップエネルギーが１．５ｍｅＶであるＮｂを超伝導状
態で用いたときのものである。
エネルギーとの関係を示した相関図である。同図におい
て、５１は対ポテンシャルの染みだし距離ＸN が０のと
き、５２は対ポテンシャルの染みだし距離ＸN が０．４
μｍの時の相関を示している。同図から明らかなよう
に、距離ＸN が０でも０．４μｍでも、アンドレエフ反
射確率Ａは、超伝導体に入射する電子のエネルギーが
０．８（Ｅ／Δ）付近で最大となっている。しかし、素
子を実際に動作させるときの電子のエネルギーとなる入
射電子エネルギーが０（Ｅ／Δ）付近では、距離ＸN が
０．４μｍの方がアンドレエフ反射確率Ａが大きい。な
お、これは超伝導体のドレイン電極４として、超伝導ギ
ャップエネルギーが１．５ｍｅＶであるＮｂを超伝導状
態で用いたときのものである。
【００２９】ここで、対ポテンシャルの侵入長ＸN は、
以下の数５で示され、二次元電子ガスの電子濃度ＮS の
平方根に比例する。
以下の数５で示され、二次元電子ガスの電子濃度ＮS の
平方根に比例する。
【００３０】
【数５】 ここで、Ｔは絶対温度、ｋB はボルツマン定数である。
【００３１】すなわち、前述したフェルミ速度を制御し
たのと同様に、対ポテンシャルの侵入長を、金属ゲート
電極４を用いてキャリア密度（電子濃度）ＮS を変化さ
せることによって制御し、アンドレエフ反射確率Ａを変
化させることができる。そして超伝導体からなるドレイ
ン電極２近傍の電子濃度ＮS のみを変化させるので、ス
プリット型金属ゲート電極３のポイントコンタクト部の
電子濃度ＮS に影響を及ぼすことがない。
たのと同様に、対ポテンシャルの侵入長を、金属ゲート
電極４を用いてキャリア密度（電子濃度）ＮS を変化さ
せることによって制御し、アンドレエフ反射確率Ａを変
化させることができる。そして超伝導体からなるドレイ
ン電極２近傍の電子濃度ＮS のみを変化させるので、ス
プリット型金属ゲート電極３のポイントコンタクト部の
電子濃度ＮS に影響を及ぼすことがない。
【００３２】図６は、スプリット型金属ゲート３に印加
される電圧とコンダクタンスＧとの関係を示す相関図で
あり、金属ゲート電極４に印加する印加電圧Ｖg2が変化
すると、コンダクタンスＧの１ステップの変化量である
量子化単位が変化している。そしてこれは、コンダクタ
ンスＧの量子化単位を連続的に変調することができるこ
とを示している。すなわち、この実施例の量子ポイント
コンタクト素子は、利得可変な増幅素子として機能す
る。
される電圧とコンダクタンスＧとの関係を示す相関図で
あり、金属ゲート電極４に印加する印加電圧Ｖg2が変化
すると、コンダクタンスＧの１ステップの変化量である
量子化単位が変化している。そしてこれは、コンダクタ
ンスＧの量子化単位を連続的に変調することができるこ
とを示している。すなわち、この実施例の量子ポイント
コンタクト素子は、利得可変な増幅素子として機能す
る。
【００３３】ここで、図６に示したゲート電圧とコンダ
クタンスＧとの関係を、ゲート電圧とソース・ドレイン
間電圧との関係にして表現し直すと、図７に示すように
なる。図７では、ソース・ドレイン間に０．１５μＡの
バイアス電流を流した場合のゲート電圧とソース・ドレ
イン間電圧との関係を示す。この発明の素子では、ソー
ス・ドレイン間電圧は、図７に示すように、ゲート電圧
によって段階的に変化し、ステップ間では急峻に変化す
る。ここで、ゲート電圧をＰ点にバイアスしておき、入
力電圧Ｖinをスプリット型金属ゲート電極３（図１）に
加えると、ゲート電圧はＱ点の値となる。このゲート電
圧の変化により、ソース・ドレイン間電圧は０．５ｍＶ
から１．０ｍＶに変化し、出力電圧Ｖout ＝０．５ｍＶ
が得られる。
クタンスＧとの関係を、ゲート電圧とソース・ドレイン
間電圧との関係にして表現し直すと、図７に示すように
なる。図７では、ソース・ドレイン間に０．１５μＡの
バイアス電流を流した場合のゲート電圧とソース・ドレ
イン間電圧との関係を示す。この発明の素子では、ソー
ス・ドレイン間電圧は、図７に示すように、ゲート電圧
によって段階的に変化し、ステップ間では急峻に変化す
る。ここで、ゲート電圧をＰ点にバイアスしておき、入
力電圧Ｖinをスプリット型金属ゲート電極３（図１）に
加えると、ゲート電圧はＱ点の値となる。このゲート電
圧の変化により、ソース・ドレイン間電圧は０．５ｍＶ
から１．０ｍＶに変化し、出力電圧Ｖout ＝０．５ｍＶ
が得られる。
【００３４】ところで、ゲート電圧をバイアスしておく
Ｐ点がＱ点より熱雑音電圧ＶN 以下の所であると、この
動作が熱雑音ＶN による誤動作をすることになる。この
誤作動をさせないためには、Ｐ点がＱ点より熱雑音電圧
ＶN ＝（４ｋBＴＲLＢ）1/2 以上離れていればよい。こ
こで、Ｂは周波数帯域、ＲL は負荷抵抗である。ここ
で、Ｔ＝０．５Ｋ，ＲL ＝１ＫΩ，Ｂ＝１０ＧＨｚとす
ると、ＶN ＝１７μＶとなる。従って、信号／雑音比を
５以上とれば良いとすると、Ｐ点が８３μＶ以上Ｑ点よ
り離れていれば良い。
Ｐ点がＱ点より熱雑音電圧ＶN 以下の所であると、この
動作が熱雑音ＶN による誤動作をすることになる。この
誤作動をさせないためには、Ｐ点がＱ点より熱雑音電圧
ＶN ＝（４ｋBＴＲLＢ）1/2 以上離れていればよい。こ
こで、Ｂは周波数帯域、ＲL は負荷抵抗である。ここ
で、Ｔ＝０．５Ｋ，ＲL ＝１ＫΩ，Ｂ＝１０ＧＨｚとす
ると、ＶN ＝１７μＶとなる。従って、信号／雑音比を
５以上とれば良いとすると、Ｐ点が８３μＶ以上Ｑ点よ
り離れていれば良い。
【００３５】従って、熱雑音電圧ＶN による誤動作無し
に出力電圧Ｖout ＝０．５ｍＶを得るためには、入力電
圧が８３μＶ以上あれば良く、このとき利得（Ｖout／
Ｖin）は約６となり、トランジスタとして実用値を得て
いる。そして、この実施例においては、前述したように
利得可変な増幅素子として機能するので、原理的には、
この利得を０から６まで連続的に変化させることができ
る。
に出力電圧Ｖout ＝０．５ｍＶを得るためには、入力電
圧が８３μＶ以上あれば良く、このとき利得（Ｖout／
Ｖin）は約６となり、トランジスタとして実用値を得て
いる。そして、この実施例においては、前述したように
利得可変な増幅素子として機能するので、原理的には、
この利得を０から６まで連続的に変化させることができ
る。
【００３６】なお、上記実施例においては、半導体部分
をＩｎＡｌＡｓ／ＩｎＧａＡ系のＨＥＭＴ構造とした
が、これに限るものではない。半導体の部分を、ＡｌＧ
ａＡｓ／ＧａＡｓ系のＨＥＭＴ構造としても同様の効果
が得られる。また、半導体でなくＳｒＴｉＯ3 のような
誘電体を用い、Ｎｂを不純物としてドープした層をチャ
ネルとした構造としても、同様の効果が得られる。
をＩｎＡｌＡｓ／ＩｎＧａＡ系のＨＥＭＴ構造とした
が、これに限るものではない。半導体の部分を、ＡｌＧ
ａＡｓ／ＧａＡｓ系のＨＥＭＴ構造としても同様の効果
が得られる。また、半導体でなくＳｒＴｉＯ3 のような
誘電体を用い、Ｎｂを不純物としてドープした層をチャ
ネルとした構造としても、同様の効果が得られる。
【００３７】
【発明の効果】以上説明したように、この発明によれ
ば、第１のゲート電極と二次元電子ガスの平均自由行程
より短い間隔で形成され超伝導体からなる第２の電極と
の間に、第２のゲート電極を形成し、これにより伝導チ
ャネルとなる二次元電子ガスのキャリア密度を制御し、
かつ対ポテンシャルの侵入長を制御するようにした。こ
のため、量子ポイントコンタクト素子におけるコンダク
タンスの量子化単位をより容易に制御できるという効果
を有する。すなわち、実用に供する利得を得た上で、こ
の利得を連続的に変化させることができるという効果を
有する。
ば、第１のゲート電極と二次元電子ガスの平均自由行程
より短い間隔で形成され超伝導体からなる第２の電極と
の間に、第２のゲート電極を形成し、これにより伝導チ
ャネルとなる二次元電子ガスのキャリア密度を制御し、
かつ対ポテンシャルの侵入長を制御するようにした。こ
のため、量子ポイントコンタクト素子におけるコンダク
タンスの量子化単位をより容易に制御できるという効果
を有する。すなわち、実用に供する利得を得た上で、こ
の利得を連続的に変化させることができるという効果を
有する。
【図１】 この発明の１実施例における半導体結合超伝
導素子の構成を示す斜視図（ａ）および平面図（ｂ）で
ある。
導素子の構成を示す斜視図（ａ）および平面図（ｂ）で
ある。
【図２】 超伝導体と半導体との界面付近における電子
の状態を示す説明図である。
の状態を示す説明図である。
【図３】 図１の半導体結合超伝導素子におけるゲート
電圧とコンダクタンスとの相関を示す相関図である。
電圧とコンダクタンスとの相関を示す相関図である。
【図４】 超伝導体と半導体の界面における対ポテンシ
ャルの染みだしの状態を示す説明図である。
ャルの染みだしの状態を示す説明図である。
【図５】 アンドレエフ反射確率と入射電子エネルギー
との関係を示した相関図である。
との関係を示した相関図である。
【図６】 図１の半導体結合超伝導素子におけるスプリ
ット型ゲート電極３への印加電圧とコンダクタンスと金
属ゲート電極４への印加電圧との相関を示す相関図であ
る。
ット型ゲート電極３への印加電圧とコンダクタンスと金
属ゲート電極４への印加電圧との相関を示す相関図であ
る。
【図７】 図１の半導体結合超伝導素子におけるゲート
電圧とソース・ドレイン間電圧との関係を示す相関図で
ある。
電圧とソース・ドレイン間電圧との関係を示す相関図で
ある。
【図８】 従来のスプリット型ゲート電極を有する量子
ポイントコンタクト素子の１例を示す斜視図である。
ポイントコンタクト素子の１例を示す斜視図である。
【図９】 図８の量子ポイントコンタクト素子における
ゲート電圧とコンダクタンスとの相関を示す相関図であ
る。
ゲート電圧とコンダクタンスとの相関を示す相関図であ
る。
１…ソース電極、２…ドレイン電極、３…スプリット型
金属ゲート電極、４…金属ゲート電極、５…ＩｎＡｌＡ
ｓ層、６…ＩｎＧａＡｓ層、７…二次元電子ガス、８…
ＩｎＡｌＡｓ層、９…ｎ形ＩｎＡｌＡｓ層、１０…Ｉｎ
ＡｌＡｓ層、１１…ＩｎＰ基板。
金属ゲート電極、４…金属ゲート電極、５…ＩｎＡｌＡ
ｓ層、６…ＩｎＧａＡｓ層、７…二次元電子ガス、８…
ＩｎＡｌＡｓ層、９…ｎ形ＩｎＡｌＡｓ層、１０…Ｉｎ
ＡｌＡｓ層、１１…ＩｎＰ基板。
───────────────────────────────────────────────────── フロントページの続き (51)Int.Cl.6 識別記号 庁内整理番号 ＦＩ 技術表示箇所 Ｈ０１Ｌ 29/80 ＺＡＡ (72)発明者 豊田 悦子 東京都千代田区内幸町１丁目１番６号 日 本電信電話株式会社内
Claims (1)
- 【請求項１】 半導体基板上に形成され、キャリアとな
る二次元電子ガスを形成するためのヘテロ接合面を有す
る半導体層積層体と、 前記半導体層積層体上に絶縁層を介して形成され、所定
の位置に微小な間隙が形成されている第１のゲート電極
と、 前記半導体層積層体のヘテロ接合面に形成されている二
次元電子ガスと接続するように形成された第１の電極
と、 前記二次元電子ガスと接続し、かつ前記第１のゲート電
極と前記二次元電子ガスの平均自由行程より短い間隔で
形成され、超伝導体からなる第２の電極と、 前記第１のゲート電極と前記第２の電極との間の前記半
導体積層体上に形成された第２のゲート電極とを有する
ことを特徴とする半導体結合超伝導素子。
Priority Applications (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP7082377A JPH08279629A (ja) | 1995-04-07 | 1995-04-07 | 半導体結合超伝導素子 |
Applications Claiming Priority (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP7082377A JPH08279629A (ja) | 1995-04-07 | 1995-04-07 | 半導体結合超伝導素子 |
Publications (1)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPH08279629A true JPH08279629A (ja) | 1996-10-22 |
Family
ID=13772900
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP7082377A Pending JPH08279629A (ja) | 1995-04-07 | 1995-04-07 | 半導体結合超伝導素子 |
Country Status (1)
| Country | Link |
|---|---|
| JP (1) | JPH08279629A (ja) |
Cited By (3)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JP2022525909A (ja) * | 2019-04-02 | 2022-05-20 | インターナショナル・ビジネス・マシーンズ・コーポレーション | 量子コンピューティング・デバイス用の超伝導共振器と一体化されたゲート電圧調整可能電子システム |
| JP2022525910A (ja) * | 2019-04-02 | 2022-05-20 | インターナショナル・ビジネス・マシーンズ・コーポレーション | 量子コンピューティング・デバイス用の調整可能な超伝導共振器のためのデバイス、方法、システム |
| CN118263310A (zh) * | 2024-05-30 | 2024-06-28 | 英诺赛科(苏州)半导体有限公司 | 一种双沟道氮化镓场效应晶体管、电路及性能调节方法 |
-
1995
- 1995-04-07 JP JP7082377A patent/JPH08279629A/ja active Pending
Cited By (4)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JP2022525909A (ja) * | 2019-04-02 | 2022-05-20 | インターナショナル・ビジネス・マシーンズ・コーポレーション | 量子コンピューティング・デバイス用の超伝導共振器と一体化されたゲート電圧調整可能電子システム |
| JP2022525910A (ja) * | 2019-04-02 | 2022-05-20 | インターナショナル・ビジネス・マシーンズ・コーポレーション | 量子コンピューティング・デバイス用の調整可能な超伝導共振器のためのデバイス、方法、システム |
| US11727295B2 (en) | 2019-04-02 | 2023-08-15 | International Business Machines Corporation | Tunable superconducting resonator for quantum computing devices |
| CN118263310A (zh) * | 2024-05-30 | 2024-06-28 | 英诺赛科(苏州)半导体有限公司 | 一种双沟道氮化镓场效应晶体管、电路及性能调节方法 |
Similar Documents
| Publication | Publication Date | Title |
|---|---|---|
| Chang et al. | An analytic model for HEMT's using new velocity-field dependence | |
| Casey | Devices for integrated circuits: silicon and III-V compound semiconductors | |
| JP2007519260A (ja) | 金属トランジスターデバイス | |
| Solomon et al. | Electrical measurements on n+‐GaAs‐undoped Ga0. 6Al0. 4 As‐n‐GaAs capacitors | |
| US4704622A (en) | Negative transconductance device | |
| JPH0783108B2 (ja) | 半導体装置 | |
| Tiwari et al. | DC and RF/analog performances of split source horizontal pocket and hetero stack TFETs considering interface trap charges: a simulation study | |
| JPH084138B2 (ja) | 半導体装置 | |
| JPH08279629A (ja) | 半導体結合超伝導素子 | |
| EP0200933A1 (en) | Heterojunction transistor having bipolar characteristics | |
| EP0321074B1 (en) | Transistor comprising a 2-dimensional charge carrier gas collector | |
| Liu et al. | Multi-channel AlGaN/GaN Schottky barrier diodes with a half through-hole | |
| Fossum et al. | Two-dimensional electron gas charged-coupled devices (2DEG-CCD's) | |
| Happy et al. | Numerical analysis of device performance of metamorphic In/sub y/Al/sub 1-y/As/In/sub x/Ga/sub 1-x/As (0.3/spl les/x/spl les/0.6) HEMTs on GaAs substrate | |
| JP2770340B2 (ja) | 半導体装置、絶縁ゲート型電界効果トランジスタ及びショットキーゲート型電界効果トランジスタ | |
| Van Huffelen et al. | Nonequilibrium carrier transport in superconducting niobium-silicon heterostructures | |
| Prince et al. | On the deeply depleted MOS capacitor | |
| JPH0745878A (ja) | 半導体結合超伝導素子 | |
| JP3107325B2 (ja) | 半導体結合超伝導素子 | |
| Levinshtein et al. | Low frequency noise in InAlAs/InGaAs modulation doped field effect transistors with 50-nm gate length | |
| JPH0315355B2 (ja) | ||
| JP2701095B2 (ja) | 半導体結合超伝導素子 | |
| JPH09298294A (ja) | ヘテロ接合電界効果トランジスタ | |
| Ragi et al. | Modeling the CV characteristics of heterodimensional Schottky contacts | |
| JPH05343756A (ja) | 半導体結合超伝導素子 |