(57)【要約】【課題】通常のシリコンプロセスで容易に形成可能な方法によって、シリコン基板上にシリコンを基本構成要素とした、高効率なシリコン発光素子およびシリコンレーザー素子を提供する。【解決手段】電子を注入するため電極と正孔を注入するための電極、およびそれらに電気的に接続された発光部を有し、その発光部に面方位が（００１）方向のシリコン結晶の薄膜が複数並行に配列した構造を持つ発光素子であって、それぞれの薄膜の間が熱酸化によって生じた酸化膜で満たされており、シリコン薄膜に対して圧力が印加された構造となっていることを特徴とするシリコン発光素子。【選択図】図１３
2010238722.tif 000002
【特許請求の範囲】
【請求項１】
半導体基板上に設けられた絶縁層と、
前記絶縁層上に設けられた発光部と、
前記発光部の表面上に設けられ、前記発光部と電気的にそれぞれ接続された電子を注入するための第１の電極と、正孔を注入するための第２の電極と、を有し、
前記発光部は、前記電子および前記正孔の注入により光を発する程度の膜厚を有する２枚以上の薄膜の主面が互いに対向するように並行に配置された構造からなり、
前記薄膜はシリコン結晶から構成され、前記薄膜の主表面の面方位が（００１）面もしくはこれと等価な面方位であり、
互いに対向するように並行に配置された前記薄膜の間がシリコン酸化膜に満たされた構造を有することを特徴とするシリコン発光素子。
【請求項２】
前記薄膜が、互いに対向するように所定の間隔を有して周期的に複数配列され、
前記所定の間隔が、該薄膜中で発光する光の該薄膜内での波長の半分であることを特徴とする請求項１記載のシリコン発光素子。
【請求項３】
前記薄膜が、前記絶縁層の主表面に対して垂直な方向に複数配列された多層構造であることを特徴とする請求項２に記載のシリコン発光素子。
【請求項４】
前記薄膜の膜厚が、１００ｎｍ以下であることを特徴とする請求項３に記載のシリコン発光素子。
【請求項５】
前記薄膜の膜厚が、５乃至１０ｎｍの範囲であることを特徴とする請求項３に記載のシリコン発光素子。
【請求項６】
前記薄膜の膜厚が、３原子層、あるいは７原子層、あるいは１１原子層のいずれかであることを特徴とする請求項３に記載のシリコン発光素子。
【請求項７】
前記薄膜が、前記絶縁層の主表面に並行な方向に複数配列された多層構造であることを特徴とする請求項２に記載のシリコン発光素子。
【請求項８】
前記薄膜の膜厚が、３原子層、あるいは７原子層、あるいは１１原子層のいずれかであることを特徴とする請求項７に記載のシリコン発光素子。
【請求項９】
前記シリコン酸化膜は、前記薄膜の一つとそれに隣り合う一つとの薄膜との間に設けられ、該一つの薄膜とそれに隣り合うもう一つの薄膜のそれぞれに圧縮応力を与えるように形成された膜であることを特徴とする請求項１記載のシリコン発光素子。
【請求項１０】
前記シリコン酸化膜は、前記薄膜の一つとそれに隣り合う一つとの薄膜との間に、熱酸化により形成された膜であることを特徴とする請求項１記載のシリコン発光素子。
【請求項１１】
前記シリコン酸化膜は、前記薄膜の一つとそれに隣り合う一つとの双方の薄膜との間に、前記薄膜を構成するシリコンを熱酸化し、前記薄膜の双方の主面から成長した酸化膜が互いに接触したあと更に熱酸化を継続して前記薄膜間に所定の圧力がかかるように形成された膜であることを特徴とする請求項１記載のシリコン発光素子。
【発明の詳細な説明】
【技術分野】
【０００１】
本発明はシリコンを用いた発光素子に関するものであり、特に、高輝度の発光ダイオード、シリコンレーザーとして好適な素子構造に関する。
【背景技術】
【０００２】
インターネット産業を支えるブロード・バンド・ネットワークでは、光通信が採用されている。この光通信における光の送受信には、III-V族やII-VI族などの化合物半導体を用いたレーザーが使用されている。
【０００３】
化合物半導体レーザーには、様々な構造が提唱されているが、ダブル・ヘテロ構造が一般的である。ダブル・ヘテロ構造は、２種類の異なる化合物半導体を用いて、バンドギャップの小さい化合物半導体をバンドギャップの大きい化合物半導体で挟んだ構造をしている。ダブル・ヘテロ構造を作製するには、基板上に導電型がn型、ドーピングしていないi型、そしてp型の各化合物半導体を連続的にエピタキシャル成長させ、垂直方向に積層する。その際、間に挟まれているドーピングしていないi型の化合物半導体のバンド構造に注意をする必要があり、n型とp型の各化合物半導体よりもバンドギャップが小さく、i型の伝導帯レベルがn型の伝導帯レベルよりも低く、i型の価電子帯レベルがp型の価電子レベルよりも高いことが重要である。つまり、電子及び正孔がともに、i型の領域に閉じ込められる構造となっている。そのため、電子と正孔が同じ領域にいやすくなるため、電子と正孔が衝突して対消滅する確率が高まり、結果として、発光効率をあげる事ができる。また、屈折率はバンドギャップが小さくなるほど大きくなる傾向があるため、i型の化合物半導体の屈折率がn型やp型の各化合物半導体の屈折率よりも大きな材料を選ぶ事によって、光もi型の化合物半導体に閉じ込められることになる。閉じ込められた光は、反転分布をつくっている電子と正孔の再結合を効率よく誘導するため、レーザー発振することにつながる。
【０００４】
このように効率よく発光する化合物半導体を用いた光通信によって、長距離情報通信が瞬時の間に大量に行われている。すなわち、情報処理や記憶はシリコンを基幹としたLSI上で行われており、情報の送信は化合物半導体を基幹としたレーザーによって行われている。シリコンを高効率で発光させる事ができれば、シリコン・チップ上に電子デバイスと発光素子をともに集積化させる事ができるため、その産業的価値は甚大である。そこで、シリコンを発光させるという研究は膨大に行われている。
しかしながら、シリコンを高効率に発光させる事は難しい。それは、シリコンが間接遷移型のバンド構造を有しているからである。間接遷移型のバンド構造とは、伝導帯のエネルギーが最低になる運動量または価電子帯のエネルギーが最低になる運動量のどちらか０でないバンド構造を指す。シリコンの場合には、価電子帯の最小エネルギー点は、運動量が０になるΓ点であるが、伝導帯の最小エネルギー点はΓ点にはなくΓ点とＸ点の間にあり、より具体的には、格子定数をaとして、k0=0.85*π/aと定義するならば、(0、0、±k0)、(0、±k0、0)、(±k0、0、0)の６点に縮退して存在する。この様子を、図１に示す。
これに対して、化合物半導体の多くは、伝導帯も価電子帯もΓ点に最小エネルギー点があるため直接遷移型の半導体と呼ばれる。
【０００５】
次に、何故、間接遷移型の半導体では発光効率が悪く、直接遷移型の半導体では発光効率が良いか説明する。上述のように、半導体素子で発光させるためには、電子と正孔が衝突して対消滅し、両者のエネルギーの差を光として抽出しなければならない。その際、エネルギーと運動量の保存則が共に満足されていなければならない。電子は伝導帯の中にエネルギー準位をもっており、正孔は価電子帯の中で電子がいない部分のエネルギー準位をもっている。両者の差が光の持っているエネルギーになり、エネルギーによって波長が異なるため、伝導帯と価電子帯のエネルギー差、すなわちバンドギャップの大きさが光の波長、すなわち色を決める事になる。こうして考えると、エネルギーの保存則が成立する事に格段の困難さは見いだせられない。
【０００６】
一方、発光には電子と正孔の衝突現象が関与するため、運動量も保存されなければならない。微視的な世界を支配する法則である量子力学によると、電子、正孔、光子（光の量子）は共に、波でもあるが粒子として散乱されるため、運動量の保存則が成立する。運動量とは、定性的には、衝突の際に粒子をどの位の勢いで弾き飛ばすかという事を定量化する尺度である。光の分散関係（ω=ck、 ここでωは光の角振動数、cは高速、kは光子の運動量）やエネルギーから、結晶中の光子の運動量を見積もるとほとんどゼロとなる事がわかる。これは、光が衝突する事によって物質を弾き飛ばすという現象があるとしても、それによって物質が散乱される影響は非常に少ないという事を意味しており、我々の直感とも一致する。
【０００７】
一方、正孔もエネルギーの最小点がΓ点にあるため、ほとんど運動量を有していない。しかしながら、間接遷移型の半導体であるシリコン中では、電子がΓ点にほとんど存在せず、X点付近のエネルギー最小点に存在するため、大きさでk0=0.85*π/aもの大きな運動量を有している。
【０００８】
従って、シリコン中では、単純に電子と正孔が衝突する課程では、運動量保存則とエネルギー保存則を同時に満足させる事ができない。そこで、結晶中の光子振動の量子であるフォノンを吸収または放出するなどして、運動量保存則とエネルギー保存則をなんとか同時に満足できた電子・正孔対のみが光に変換されることになる。このような過程は、物理的に存在しないわけではないが、電子・正孔・光子・フォノンが同時に衝突するような高次の散乱過程であるため、そのような現象がおこる確率は少ない。従って、間接遷移型の半導体であるシリコンは極めて発光効率が悪いということが知られている。
これに対して、直接遷移型の化合物半導体の多くは、伝導帯も価電子帯もΓ点にエネルギーの最小点が存在するため、運動量の保存則とエネルギーの保存則を共に満たす事ができる。従って、化合物半導体では発光効率が高い。下記非特許文献１には、発光効率の高い化合物半導体を用いたレーザーを化合物半導体で作られたバイポーラ・トランジスタで駆動するトランジスタ・レーザー素子が報告されている。
【０００９】
上述したようにバルクの状態では極めて発光効率が悪いシリコンであるが、ポーラス状態、あるいは、ナノ粒子状態にすることで発光効率が上がる事が知られている。たとえば、下記非特許文献２では、フッ酸溶液中で陽極酸化したシリコンがポーラス状態になることによって、室温でなおかつ可視光波長帯で発光することが報告されている。そのメカニズムに関しては、完全には解明されていないものの、多孔質の形成によって、狭い領域に閉じ込められたシリコンが存在するために生ずる量子サイズ効果が重要ではないかと考えられている。サイズの小さいシリコン中では、電子の位置がその領域内に閉じ込められるため、量子力学の不確定性原理により、逆に運動量が定まらなくなるため、電子と正孔の再結合が生じやすくなっているのではないかと考えられている。
【００１０】
シリコンを用いた別の方法として、たとえば下記非特許文献３には、Si基板に形成されたpn接合中にErイオンを注入する事によって、発光素子となる発光ダイオード(ＬＥＤ)をつくることができたと記載されている。ErイオンをSi基板中に注入すると、Erが不純物準位をつくり、不純物準位は空間的に局在した準位であるため、Siの伝導帯にある電子がErイオンのつくる不純物準位に捕獲されると運動量は実効的にゼロとなり、価電子帯の正孔と再結合ができるようになり発光すると考えられる。Erイオンを介在した発光は、１．５４μmの波長であるため、周囲のシリコンに吸収されること無く光を伝搬させることができる。また既存の光ファイバーを用いた場合に損失が少なくなる波長でもあるため、将来の技術革新によって、Erイオンを用いたSiベースのLEDが実用化された場合にも、既存の光ファイバー網を利用する事ができるため、大規模な設備投資を必要する事が無いのではないかと、期待されている。
【００１１】
さらに、シリコンを用いた別の方法として、たとえば下記非特許文献４や下記非特許文献５には、上述の量子サイズ効果とErイオンのアイディアを組み合わせて、シリコン・ナノ粒子中にErイオンを注入する事によって、効率を上げて発光させる事ができたと記載されている。
【００１２】
上記の従来技術では、シリコンを発光させるために、シリコンの伝導帯のバンド構造をバルクのバンド構造と変えて、不確定性原理によって、運動量をk0の点から離すためには、量子サイズ効果によって、シリコンを多孔質状態か、または、ナノ粒子状態などにすれば良いと考えられていた。しかしながら、たとえば、ナノ粒子のような構造のシリコンを形成すると、シリコン表面は極めて酸化されやすいという特徴から、シリコン・ナノ粒子の表面が酸化されて、表面に二酸化シリコンが形成されるという問題がある。二酸化シリコンはバンドギャップが極めて大きい絶縁体であるため、表面に二酸化シリコンが形成されると効率よく電子や正孔を注入することができないという問題が生じる。従って、従来のシリコン発光素子では、フォトルミネッセンスでは高い強度が得られたとしても、エレクトロルミネッセンスでは極めて効率が落ちてしまうという問題が生じる。また、発光の際には、発光層となる物質の結晶性が重要になるが、ＣＶＤ（Chemical Vapor Deposition）法で形成したナノ粒子や陽極酸化によって表面に不規則かつ多量の穴を開けた構造では、単結晶と比べて結晶性が悪くなるという問題がある。結晶性が悪いと欠陥準位を介した発光が発生するという事態が生ずるが、欠陥を利用した発光では、効率が悪いため、情報通信などの実用に耐える素子は作製できないという問題がある。
【００１３】
上述のように、ポーラスシリコンやナノ粒子やErドープなど、様々な技術によってシリコンを発光させるという努力は行われているが、発光効率は実用レベルまで高くなかった。
我々は、電子を注入する第１の電極部と、正孔を注入する第２の電極部と、第１の電極部及び第２の電極部と電気的に接続された発光部を備え、発光部を単結晶のシリコンとし、発光部が第１の面（上面）と第１の面に対向する第２の面（下面）を有し、第１及び第２の面の面方位を（100）面とし、第１及び第２の面に直交する方向の発光部の厚さを薄くすることで、シリコンなどの基板上に通常のシリコン・プロセスを用いて容易に形成可能で、かつ、高効率に発光する発光素子を得られることを報告した（下記特許文献１）。これは、極薄の単結晶シリコン膜などに代表される極めて狭い領域に電子を閉じ込めた場合、バルクの電子状態では、伝導帯の電子がΓ点に存在しないシリコンのような物質であったとしても、実効的に薄膜の垂直方向には運動できないと理解できる。これは、定性的には、薄膜に垂直な方向がなくなるため、電子が薄膜に垂直な方向には動けなくなるという極めて当然の事を示している。すなわち、シリコンの極薄膜化でも、量子閉じ込め効果（２次元の閉じ込め効果）によって、バルクでは間接遷移型の半導体が、実効的に直接遷移に変わると考えられる。以下に発光の原理およびその実証結果を示す。
シリコンやそれに順ずるゲルマニウムなどのIV族半導体を効率良く光らせるための原理について、図面に基づいて説明する。
【００１４】
シリコンなどの結晶中での電子の状態を表す波動関数Ψ(r)は大変良い近似で(式１)のように表すことができる。
【００１５】
【数１】
2010238722.tif 000003
【００１６】
ここで、k0は伝導帯のバンドの谷底(valley)を与える運動量であり、r=(x，y，z)は空間上での位置を表し、Φk0(r)は伝導帯のバンドの谷でのBloch関数を与え、ξ(r)は包絡線関数を表す。Φk0(r)は、結晶中の単位格子ベクトルaに対する周期性を反映した周期関数uk0(r+a)=uk0(r)を用いて(式２)と表せる。
【００１７】
【数２】
2010238722.tif 000004
【００１８】
このことからも明らかなように、原子スケールの距離の関数として激しく振動する。これに対して、包絡線関数ξ(r)は原子スケールでは緩やかな変化をする成分を表しており、半導体の物理的な形状や周囲から印加されている外場に対する応答を表す。ここで、Ψ(r)が、必ずしもバルク結晶ではない、有限の大きさを有した半導体構造中での波動関数である場合も含めて考えると、ξ(r)の満足すべき式を(式３)と導く事ができる。
【００１９】
【数３】
2010238722.tif 000005
【００２０】
ここで、ε=ε(k)は、運動量kを有する伝導帯電子のバルクにおけるバンド構造を表しており、運動量kに微分演算子を−i▽と運動量k0の和を代入したものをε(k0−i▽)と示している。また、V=V(r)は、電子の感じるポテンシャルで、たとえば、半導体の境界部に絶縁体や別の種類の半導体が接触している場合には、ポテンシャル障壁を与えるし、外部から電界効果によって電場を印加することによって、V=V(r)の値を調整する事もできる。ここでは簡単のために、Vのz方向に対する変化のみに注目する。
ここで、理解を容易にするため、具体的に、たとえば、半導体として(100)面上でのシリコンを想定すると、上述のようにバルクでは、図１に示したようなバンド構造をしているため、kz方向の(0，0，±k0)に存在する伝導帯の谷は、(式４)と近似することができる。
【００２１】
【数４】
2010238722.tif 000006
【００２２】
ここで、m*t及びm*lは、回転楕円体形状をしている伝導帯の谷の短軸及び長軸方向の曲率から求めたシリコン結晶中の有効質量を表している。すると (式３)は、(式５)と表される。
【００２３】
【数５】
2010238722.tif 000007
【００２４】
なお、（100）面に平行な方向を(x，y)とし、幅をW、長さをLとして、包絡線関数を(式６)と置くことによって、(式５)は、(式７)となる。
【００２５】
【数６】
2010238722.tif 000008
【００２６】
【数７】
2010238722.tif 000009
【００２７】
ここで、ΔEは、z方向のエネルギーを表し、伝導帯の底から測った電子の全エネルギーは、(式８)と表される。
【００２８】
【数８】
2010238722.tif 000010
【００２９】
まず、(式７)がバルクの電子状態を再現する事を確かめる。そのためには、V(r)=0とおいた時の連続状態の解を求めれば良い。それは、z方向の厚さをtとして、包絡線波動関数が(式９)となり、ΔEが(式１０)となる事から確かめられる。
【００３０】
【数９】
2010238722.tif 000011
【００３１】
【数１０】
2010238722.tif 000012
【００３２】
すなわち、波動関数は、バルク結晶全体に連続的に広がった状態で、波動関数は激しく振動している。この時、z方向の運動量の量子力学的期待値は、z方向の運動量演算子をkzとして(式１１)となる事は当然である。
【００３３】
【数１１】
2010238722.tif 000013
【００３４】
すなわち、シリコンなどの間接遷移型の半導体では、電子の多くは、運動量空間で、Γ点から遠く離れた点にいる確率が圧倒的に高いため、非常に大きい運動量を持って動いているという事を数式の上からも示している。
本発明は、このz方向の厚さであるtが非常に小さい極薄膜の場合、量子閉じ込め効果によって、バルクでは間接遷移型の半導体が、実効的に直接遷移型に変わるという事を基本原理として使う。以下、この点について詳しく説明する。
【００３５】
話を具体的にわかりやすく説明するために、引き続き、シリコンを例にとり、z方向の厚さtが非常に小さく、z方向の上下には、隣接して、SiO2などのバンドギャップの大きい絶縁体か、さらにエネルギー障壁が大きい真空または大気に接していると想定する。同様の効果が期待できる系としては、たとえば、電界効果などによって、電子を狭い領域に閉じ込めれば同様の効果が期待できる。これらの場合、シリコン中の電子の波動関数は、z方向の上下の界面でゼロになる。もちろん、厳密には量子力学的な波動関数のしみ出しが存在するが、エネルギー障壁が大きいため、z方向の距離に対して指数関数的にしみ出しは小さくなるため、界面でゼロになるという近似はほぼ厳密に正しい。従って、外部から印加されるポテンシャルV(r)=0であったとしても、包絡線波動関数の様子はtが厚い場合と全く異なる。実際、このような量子井戸中に閉じ込められた電子及び正孔の包絡線波動関数は、離散的エネルギー準位を表す指数をnとして、n=0，2，4， …と偶数の場合には、(式１２)と解けるし、n=1，3，5，…と奇数の場合には、(式１３)となり、エネルギー準位の値は、nが偶数か奇数かによらず、(式１４)と表す事ができる。
【００３６】
【数１２】
2010238722.tif 000014
【００３７】
【数１３】
2010238722.tif 000015
【００３８】
【数１４】
2010238722.tif 000016
【００３９】
最もエネルギーが低い状態がn=0である事は言うまでもない。包絡線波動関数を示すにあたって、z軸の原点を薄膜シリコンの中心に設定し、z=±t/2にエネルギー障壁の高い界面が存在するとした。ここで、この包絡線波動関数χn(z)の性質について説明する。nが0または偶数であった場合、波動関数は、zの符号変化に対して対称的であり、χn(z)=χn(−z)という性質を有している。これをパリティが偶であるという。一方、nが奇数であった場合には、χn(z)=−χn(−z)という性質を有しており、パリティが奇であるという。
このような対称性を反映した構造をもっているため、包絡線波動関数による運動量への寄与を評価すると、(式１５)となる。
【００４０】
【数１５】
2010238722.tif 000017
【００４１】
これは、χn(z)をz方向に対して微分をとると、もともとχn(z)が有していたパリティと変わるため、z方向に対して積分をとるとゼロになるというきわめて一般的な性質を示している。つまり、電子がz軸方向に強く束縛されているため、包絡線波動関数が定在波となり、電子が動かなくなる性質があることがわかる。これは、バルク状態での包絡線波動関数が(式９)で与えられるように指数関数的であり、電子が運動量をもってバルク結晶全体を動きまわっているのと全く対照的である。ただし、Bloch関数の存在まで考慮した全波動関数は、(式１)の中に、(式２)及び(式６)及び(式１３)または(式１４)を代入したものであるため、z方向の運動量の量子力学的期待値は、(式１６)となる事に注意が必要である。
【００４２】
【数１６】
2010238722.tif 000018
【００４３】
つまり、もともとの半導体材料の性質としてバルクのときには、Γ点に伝導帯の谷底があるわけでなく、(0，0，±k0)に谷底があるため、全体としての波動関数は、その性質を反映している。このようにしてみると、薄膜にしても、運動量±k0を持って、電子が動き回っているように見えるが、そこには注意が必要である事に気付いた。つまり、たとえば、シリコンのように結晶として反転対称性を有している物質では、(0，0，+k0)の谷と(0，0，−k0)の谷がエネルギー的に等しく、縮退している事に注意が必要である。このように、極めて一般的に縮退したエネルギー準位を有する量子力学的な状態が空間的に同じ領域に閉じ込められると、それらの状態間に混成が生じる。つまり、(0，0，+k0)の谷と(0，0，−k0)の谷の間を結ぶエネルギー的な結合が非常にわずかでも存在すれば、２つの離散準位は、結合軌道と反結合軌道を形成する。たとえば、バンド計算には十分に含まれていない電子間のクーロン相互作用などは、狭い領域に閉じ込められている電子間には強く働く事が考えられる。電子間に働く相互作用は電子相関と呼ばれ、高温超伝導をはじめとする多くの遷移金属酸化物などで大問題になっているが、バルクのシリコンでは、もともとのシリコン原子でのsp軌道が大きな軌道をもっていることを反映してこれまでは大きな問題とはなってこなかった。しかしながら、量子力学的な効果が重要となるような非常に狭い領域に閉じ込めた場合には、クーロン相互作用が強く働くために、このような電子間のクーロン相互作用を無視する事ができなくなる。クーロン相互作用をきちんと取り入れて、ハミルトニアンの行列要素を計算すれば、そこには(0，0，+k0)の谷と(0，0，−k0)の谷を結ぶ混成がある。そして、そのハミルトニアンを対角化すれば、結合軌道と反結合軌道に分裂していることがわかる。これは、ふたつの水素原子を近づけていった場合に、水素分子が形成されるプロセスと似ており、そのような系を評価する方法はHeitler-Londonによって量子力学が形成された70年位前から理解されていた。我々は、Heitler-Londonによって理解された結合状態の形成が、シリコンなどのIV族半導体が狭い領域に閉じ込められている場合において、谷間の結合にも重要となることにはじめて気がついた。また、たとえ、もし、そのようなエネルギー的な結合が全くなかったとしても、２つの状態のユニタリー変換から、z軸方向に運動していない定在波を構成できる。これをもう少し具体的に説明する。Bloch状態は、結晶の有する反転対称性からu-k0(r)=uk0(r)という性質があるため、(0，0，+k0)の谷と(0，0，−k0)の谷のBloch波動関数は、それぞれ、φk0(r)=uk0(r)eik0zとφ−k0(r)=uk0(r)e-ik0zと表せる。従って、e±ik0zの部分に着目すればよい事がわかる。これらの波動関数の和と差から新しい基底状態を構成するには、ユニタリー変換Uによって、(式１７)と変換してやれば良い。
【００４４】
【数１７】
2010238722.tif 000019
【００４５】
従って、原子レベルの波動関数の変化は、21/2uk0(r)cos(k0z)と21/2uk0(r)sin(k0z)という２つの定在波の波動関数によって記述できることがわかる。そして、波動関数全体を示すと(式１８)及び(式１９)と表すことができる。
【００４６】
【数１８】
2010238722.tif 000020
【００４７】
【数１９】
2010238722.tif 000021
【００４８】
(式１８)または(式１９)の状態での運動量のz軸方向の期待値は、定在波である事を反映して(式２０)となる。
【００４９】
【数２０】
2010238722.tif 000022
【００５０】
つまり、電子がz軸方向には、全く動いていない事がわかる。基底を変えるだけで、運動量の期待値が変わって見える事には、誤解が生じかねないので、ここで注意する。実は、(式１８)と(式１９)のような基底波動関数は、運動量の固有状態ではない。すなわち、運動量演算子の行列要素は、(式１８)と(式１９)を用いると、(式２１)となり、対角行列要素がゼロとなり、非対角行列要素が純虚数となる。
【００５１】
【数２１】
2010238722.tif 000023
【００５２】
このような基底を取ることが物理的に適切かどうかは、対象としている系の性質に依存する。我々は、極薄の単結晶シリコン膜を想定しているが、そのような場合は、z軸方向に対する並進対称性が崩れかけているので、運動量の固有状態であるuk0(r)e±ik0zを用いるよりも、むしろ定在波となっている√2uk0(r)cos(k0z)や√2uk0(r)sin(k0z)を用いた方が適切である。逆に、バルクの状態を扱う時には、並進対称性が存在するため、uk0(r)e±ik0zを用いた方が良い。また、バルク状態では、運動量±k0を有している電子は結晶中を激しく動き回っており、その際に、結晶中の格子振動の量子であるフォノンなどに強く散乱されており、波動関数の位相がダイナミックに変化しているため、運動量+k0の状態と運動量−k0の状態がコヒーレントに結合した状態を形成する事は期待できない。これとは対称的に、極薄の単結晶シリコン膜などのように、散乱を特長づける長さである平均自由工程lよりも薄いような、極めて狭い領域に電子を閉じ込めている場合、室温でも十分波導関数は位相の定まった定在波を形成できる。定性的には、電子の波が狭い領域を高速で行き来しているうちに、その領域の大きさにピッタリあう定常的な波になるという事を意味している。
【００５３】
上述のように、詳細に簡単な数式を用いて説明したように、極薄の単結晶シリコン膜などに代表される極めて狭い領域に電子を閉じ込めた場合、バルクの電子状態では、伝導帯の電子がΓ点に存在しないシリコンのような物質であったとしても、実効的に薄膜に垂直方向には運動しない事がわかる。これは、定性的には、薄膜に垂直な方向がなくなるため、電子が薄膜に垂直な方向には動けなくなるという極めて当然の事を示している。つまり、バルクでは高速に結晶中を動いていたとしても、薄膜では、そもそも動くべき方向がなくなってしまうため、電子は止まらざるを得ないという事を意味する。
【００５４】
この様子をバンド図を使って説明したものが、図２である。z軸方向への運動ができなくなったため、バルクのバンド構造である図１は、kz=0の面に射影され、薄膜や電界効果を印加した場合などには、図２のようなバンド構造になる。図２のようなバンド構造は、シリコンで電界効果トランジスタを設計する際の基本であり、デバイス物理学の基本であると言っても差し支えない。このように２次元に閉じ込められた系は、２次元電子系と呼ばれている。また、薄膜でなく、ナノワイヤのような極微細線構造にすれば、更に、次元を低下させて、１次元電子系も形成することができる。
図２のようなバンド構造を前提とすると、上述のように、バルクでは、図１の谷底(0，0，±k0)に対応する状態が、図２ではΓ点に来ていることがわかる。上述のように、この状態にいる電子は、z軸方向に動いていない。
【００５５】
このようなデバイス物理の基礎に立ち戻るならば、図２でΓ点に存在する電子は、正孔と効率よく再結合し、発光素子として使えるはずであるという発想に至った。つまり、電子を閉じ込めることによって、電子は自由に動けなくなるわけであるから、同じくΓ点に存在するため運動量の小さい正孔と衝突した際、やはり運動量の小さい光を運動量とエネルギーの保存則を破ることなく、放出する事ができるわけである。上述のように、運動量とは、粒子が別の粒子に衝突した際に、どの位の衝撃で粒子を散乱するかという尺度である。我々は、電子を狭い領域に閉じ込める事によって、電子を動けなくするようにすれば、電子の運動量が失われるという事に気付いた。電子の運動量が小さくなれば、従来の方法では、難しかった散乱の際の運動量の保存則を満たす事ができるようになるため、シリコンなどのＩＶ族半導体であっても効率よく光るようになる。
【００５６】
このような発想の元、実際に、極薄のSi膜を１cm角の大きさに基板に部分的に形成し、そのフォトルミネッセンスを測定した結果を図３、図４、及び図６に示す。図３及び図６には、フォトルミネッセンスによる発光の強度を示してある。ここから、極薄のSi膜から大変強い発光強度が観測された事がわかる。この強度は、バルクのシリコンの間接遷移による発光と比べて数桁大きいものである。つまり、狭い領域に電子を閉じ込める事によって、シリコンなどのＩＶ族半導体が実効的に直接遷移型へと変化したと考えられる。
【００５７】
また、図４には、この実験の際に得られたスペクトルのピークの波長を示してある。ここから、シリコンのバンドギャップより(式１４)で示されるエネルギーだけ大きい波長が得られている事が確認できた。これは、量子閉じ込め効果によって、エネルギーが離散的になる分だけ、バンドギャップが大きい事を反映しており、上述の原理が正しい事を示している。バンドギャップが大きくなった結果、どの程度発光波長が変わるかを計算した結果を、図５に示した。上述のように、シリコンの薄膜化によって、実効的にエネルギーの谷をΓ点とすることが可能となる。
【００５８】
特許文献２では特許文献１の素子構造を基礎として、シリコン薄膜をシリコンレーザーの光源として効率よく利用するために、発光波長λの半分の間隔でフィン状に薄膜を並べ、導波路と組み合わせた素子構造も示されている。フィン状の構造の製造方法としては、マスクに細線パターンを描画した上で深くエッチングする方法と、MBE法を用いてシリコン層とシリコンゲルマニウム層を交互に積層した後、シリコンゲルマニウム層を選択的にエッチングする事によりフィン状のシリコン層だけを残す方法が示されている。
【先行技術文献】
【特許文献】
【００５９】
【特許文献１】特開2007−294628号公報
【特許文献２】特開2008−205006号公報
【非特許文献】
【００６０】
【非特許文献１】R. Chan, M. Feng, N. Holonyak, Jr., A. James, and G. Walter, アプライド・フィジックス・レターズ(Appl. Phys. Lett.), 2006年, 88巻,  pp. 143508-1〜143508-3
【非特許文献２】L. T. Canham, アプライド・フィジックス・レターズ(Appl. Phys. Lett.), 1990年, 57巻,  pp. 1046〜1048
【非特許文献３】S. Coffa, G. Franzo, and F. Priolo, アプライド・フィジックス・レターズ(Appl. Phys. Lett.),  1996年, 69巻, pp. 2077〜2079
【非特許文献４】F. Iacona, G. Franzo, E. C. Moreira, and F. Priolo, ジャーナル・オブ・アプライド・フィジックス(J. Appl. Phys.), 2001年, 89巻, pp. 8354〜8356
【非特許文献５】S. Coffa, アイ・イー・イー・イー  スペクトラム(IEEE Spectrum), 2005年, Oct., pp.44〜49
【非特許文献６】A. W. Fang、 H. Park、 R. Jones、 O. Cohen、 M. J. Paniccia、 J. E. Bowers、 アイ・イー・イー・イー  フォトニクス  テクノロジー  レターズ (Photonics Technology Letters)、2006年、18巻、 pp. 1143〜1145
【発明の概要】
【発明が解決しようとする課題】
【００６１】
上述の特許文献１および特許文献２の発明ではシリコンの極薄膜に電子と正孔を注入して電界発光をさせる事のできる発光素子を提供している。しかし、その素子の発光効率はバルクのシリコン本来の間接遷移による発光効率と比べれば飛躍的に高いものの、GaAsなどのIII-V族半導体の発光効率と比べるとまだ小さい。
【００６２】
より性能の良いシリコン発光素子、すなわち同じ電流・電圧でより強い発光強度が得られる素子、または少しでも小さな電流・電圧で同等の発光強度が得られる素子を作成するためには、発光源であるシリコン薄膜の発光効率をより一層高めた素子が必要である。
【００６３】
また、シリコンを光源とするシリコンレーザーを設計するにあたっても、光源の発光強度が強ければ強いほど、光閉じ込め用ミラーのサイズを小さくしたり、最低限必要な電圧・電流値を小さくしたりする余裕が生まれ、好ましい。
本発明は、特許文献２の発光素子の構造を基に、更にその発光効率を高めるための素子構造、およびその製造方法を提供する。
【課題を解決するための手段】
【００６４】
我々はシリコン発光素子の発光効率を向上させる方法を探るため、SiO2に挟まれたシリコン（００１）薄膜の電子状態を第一原理から計算し、膜厚、界面構造、印加圧力などの変化による発光効率の変化を見積もった。
その結果まず、膜厚が薄ければ薄いほど効率が良く、特に３原子層、７原子層、１１原子層がこの順に良い事がわかった。しかしこの事を利用するには、膜厚を原子層単位で制御してここまで薄くするのが容易でない点と、ここまで薄いと量子閉じ込め効果によってエネルギーギャップがかなり大きくなり、発光のための電子及び正孔の注入が困難になるという点に問題がある。当該薄膜の現状の製造技術を用いた場合は、１乃至１０ｎｍ程度の膜厚がコスト・パフォーマンスを考慮すると現実的である。さらに、薄膜の制御の安定性などからは、５乃至１０ｎｍ程度が好ましい。なお、理論的には、当該薄膜の膜厚が１００ｎｍ以下なら、発光することが確かめられている。
【００６５】
界面構造も発光効率に対して大きな影響を与えることがわかったが、シリコン膜を熱酸化過程で薄くして行くときに、酸化したSiO2と残ったシリコンとの間に自然に生じる構造なので、発光素子の製造方法を根本的に変えない限り制御が難しい。
様々な方向に対してシリコン（００１）薄膜を圧縮または伸長し、発光効率を計算した結果によると、（００１）方向すなわち膜の面に垂直な方向に圧縮した時、発光効率が上昇する事がわかった。体積が２％収縮する程度の圧縮が行われた時、圧力は1.5GPa程度で、発光効率は１割から３割程度上昇する。効率の上昇に幅があるのは膜厚（原子層数）によって変化の度合いが異なるためである。この効果は３０原子層程度の、容易に作成できる膜厚のシリコン薄膜においても有効なので、シリコン（００１）薄膜による発光素子の効率向上に利用する事が容易である。
【００６６】
本発明ではこの圧力効果を利用し、シリコン薄膜に圧力が印加されるような素子構造とする事によって発光効率を強化したシリコン発光素子を提供する。具体的には中空の層を挟んだシリコン層（膜）を複数並べ、それを熱酸化処理する。シリコンは酸化してSiO2になると体積が増加するため、酸化が進むとシリコン薄膜は薄くなるが、表面のSiO2層はそれ以上に厚くなり、中空だった空間は次第に狭くなる。最終的には両側のシリコン層から成長したSiO2層が中間点で接触し、更に厚く成長しようとするSiO2層が押し合う事によって圧力が発生する。圧力が所定の大きさになったところで熱酸化を終了する。SiO2層の膨張率はあらかじめわかっているので、最初に用意するシリコン層の厚さと間隔を適切に設計しておけば、熱酸化処理終了後のシリコン層の薄さと印加圧力を計画通り得ることができる。
【００６７】
なお、このような基本構造を持つ発光素子をシリコンレーザーの光源とする場合には、シリコン薄膜の配列の間隔を、発光波長λ（発光素子の媒質中での波長）の半分にすれば、レーザー発振を起こさせるのに都合が良い。最初に用意するシリコン層をこのλ／2の間隔で配置すれば良い。あとは最終的に得ようとするシリコン薄膜の薄さと圧力を考えて、初期配置のシリコン層の厚さを設定するだけである。
【発明の効果】
【００６８】
本発明によれば、シリコンなどの基板上に通常のシリコンプロセスを用いて容易に形成可能なシリコン発光素子の中でもより発光効率の良いものを安価に提供できる。また、同様にシリコンなどの基板上に通常のシリコンプロセスを用いて容易に形成可能なシリコンレーザーの中でも、より強力な発光源によって設計の自由度の増したものを安価に提供できる。
【図面の簡単な説明】
【００６９】
【図１】本発明の原理の説明をするためのシリコンのバルク状態でのバンド構造を示す図である。
【図２】本発明の原理の説明をするためのシリコンの薄膜状態またはゲート電界印加状態でのバンド構造を示す図である。
【図３】本発明の原理を実証する実験データ、極薄シリコン層からの発光強度を示す図である。
【図４】本発明の原理を実証する実験データ、極薄シリコン層からの発光波長を示す図である。
【図５】本発明の原理にもとづく発光波長の極薄シリコン層膜厚依存性を示す図である。
【図６】本発明の原理にもとづく発光波長・強度の極薄シリコン層膜厚依存性を示す図である。
【図７】本発明による実施例１の集積発光素子を説明する平面レイアウト。
【図８】本発明による実施例１の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【図９】本発明による実施例１の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【図１０】本発明による実施例１の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【図１１】本発明による実施例１の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【図１２】本発明による実施例１の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【図１３】本発明による実施例１の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【図１４】本発明による実施例２の集積発光素子を説明する平面レイアウト。
【図１５】本発明による実施例２の集積発光素子を説明する素子断面構造図。
【図１６】本発明による実施例２の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【図１７】本発明による実施例２の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【図１８】本発明による実施例２の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【図１９】本発明による実施例２の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【図２０】本発明による実施例２の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【図２１】本発明による実施例２の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【図２２】本発明による実施例２の集積発光素子の製造工程を説明する素子断面構造図。
【発明を実施するための形態】
【００７０】
以下に図面を用いて実施例を詳細に説明する。
【実施例１】
【００７１】
中空層を挟んだフィン状のシリコン薄膜列を作成し、それを用いて発光素子を作成する手順を、特許文献２の実施例１に記載された発光素子の製造方法に沿った形で示す。なお、本実施例では最終的にシリコン薄膜間がSiO2で満たされた構造になる点が、特許文献２とは異なる。
【００７２】
図７は、本発明による集積発光素子を形成する平面レイアウトを示したものである。図８から図１３は、集積発光素子の形成工程を示す素子断面構造図である。それぞれの図中左側に、平面レイアウト（図７）のＡ−Ａ‘断面、右側には平面レイアウト（図７）のＢ−Ｂ’断面を示した。
【００７３】
シリコン支持基板(1100)上に厚さ１μｍのシリコン酸化膜(1900)と、このシリコン酸化膜上に厚さ１００ｎｍの単結晶シリコン(1120)を持ったＳＯＩウエハを熱酸化し、厚さ２０ｎｍの酸化膜(1910)を形成する（図８）。図７に示した活性領域パターン1150を用いてシリコンの薄膜状領域(フィン)およびコンタクト領域を形成する（図９）。基板面に対して垂直方向に形成された薄膜状の単結晶領域を以下フィンと呼ぶことにする。ここでフィン側面に露出したシリコン表面の熱酸化を、酸化膜（1920）がフィンの間の中空領域を満たし所定（１GPaから２GPa）の圧力がフィンの間にかかるまで行う。結果として得られるシリコン層の幅が、所定（１ｎｍから５ｎｍ）の厚さになるよう、酸化前のフィンの厚さをあらかじめ設定しておく。また、露出するシリコン表面が（００１）面となるようにSOIウエハの結晶方位をあらかじめ設定しておく（図１０）。図７の1850孔パターンによりレジストマスク（1800）を形成し、イオン打ち込み法により砒素を加速エネルギー２５ｋｅＶで２×１０１５ｃｍ−３ドーピングすることでN型不純物拡散層(1200)を形成する（図１１）。その後、図示はしないが、パターン1850を反転させたレジストマスクを形成し、イオン打ち込み法でボロンを５ｋｅＶで２×１０１５ｃｍ−３打ち込むことで、Ｐ型不純物拡散層領域(1300)を形成する。これによりPN接合を持つダイオードを形成する。ここでは反転マスクを用いたが、Ｐ−Ｎ間の距離を調整することで、Ｐ−Ｎ間に真性領域を設ける等により、電界を所望のものに設定することができる。
【００７４】
シリコン窒化膜をＣＶＤ法により３００ｎｍ堆積し、図７の導波路パターン(1550)を用いて導波路1500を加工する。隙間を酸化膜で満たされたフィンが導波路1500により被覆される構成を得ることができる。ここでは、導波路という言葉を、単一波長等に限ることなく、広義の意味として光を伝える経路として用いる（図１２）。酸化膜1910にコンタクト孔（図７、1650）を開口し、金属配線1600を形成する。（図７では省略）
これにより、ＰおよびＮ領域に配線することで、ＰＮ接合部に順方向バイアスを印加することができる。これにより、並列配置したフィン内の接合部で発光を得ることができる。複数のフィンを配置する場合、半波長間隔でフィンを配置することで、有効に発光を強めることができる。また、この構造を反射膜層で覆うことでレーザー発振させることができる。
【実施例２】
【００７５】
本実施例ではシリコン薄膜を基板面と平行方向に積層することで同様の圧力印加を行った発光素子を実現する方法を、特許文献２の実施例２の中の一例に沿った形で示す。なお、特許文献２の素子とは、最終的にシリコン薄膜間が酸化膜で満たされた構造となっている点が異なる。
【００７６】
図１４に、平面レイアウトを、図１５は、図１４のＢ−Ｂ’素子断面構造である。また、図１４のＡ−Ａ’断面で示した図１６から図２２を用いて、素子製造工程を説明する。
【００７７】
図１６では、ＳＯＩ基板1120上にＭＢＥ法を用いてシリコンゲルマニウム1121とシリコン1120の厚さおよそ３ｎｍから１０ｎｍの薄膜を交互にエピ成長させる。シリコン薄膜の配置の周期が、発光波長λのちょうど半分になるようにしておくと、光を強めあう作用があるので好ましい。シリコンレーザーの光源として使う場合には正確にその周期で配置する事が重要である。また、そのλ／２の周期の中で、シリコン層の厚さとシリコンゲルマニウム層の厚さをどのように配分するかは、後にシリコンゲルマニウム層を取り去ってシリコン層を熱酸化し、酸化膜が中空部分を満たして圧力が生じるまで参加を行った時にちょうど所定のシリコン層の厚さ（１ｎｍから５ｎｍ）が得られるように配分する。
【００７８】
図１７では、図１４の活性領域パターン1165を用いて積層膜をエッチングし、エッチングされた積層膜（活性領域）1155を得る。
【００７９】
図１８では、図１４のイオン打ち込みマスク1850およびその反転パターンを用いてＰＮ接合を形成する。
【００８０】
図１９では、図１４の薄膜化マスクパターン1165を用いて、シリコンゲルマニウム結晶層を選択的にエッチングすることで、ＰＮ接合を持ったシリコン薄膜の中空状薄膜構造を得る。
【００８１】
図２０では、フィン状のシリコン薄膜の熱酸化を、酸化膜（1920）がフィンの間の中空領域を満たし所定（１GPaから２GPa）の圧力がフィンの間にかかるまで行う。あらかじめ酸化後のシリコン層の厚さが、所定（１ｎｍから５ｎｍ）の厚さになるようにフィン構造が作成されているので、発光に適した厚さのシリコン薄膜が得られる。シリコンの膜の表面の方向が（００１）面となるようにSOIウエハの結晶方位をあらかじめ設定しておく。
【００８２】
図２１では、シリコン窒化膜を堆積し、導波路パターン(図１４、1550)を用いて加工する。このときシリコン薄膜によって形成された中空状領域には、シリコン窒化膜により埋められた構造が形成される。
【００８３】
図２２では、層間絶縁膜および金属配線を形成することで、縦方向に薄膜を集積した集積発光素子を得ることができる。
【符号の説明】
【００８４】
1150,1550,1650,1850,1165…マスクパターン、
1100,1120…単結晶シリコン、
1900,1910,1920…シリコン酸化膜、
1800…ホトレジスト、
1200,1300…不純物拡散層、
1500…導波路、
1600…金属層、
1121…シリコンゲルマニウム結晶、
1155…活性領域。
【図１】
2010238722.tif 000024
【図２】
2010238722.tif 000025
【図３】
2010238722.tif 000026
【図４】
2010238722.tif 000027
【図５】
2010238722.tif 000028
【図６】
2010238722.tif 000029
【図７】
2010238722.tif 000030
【図８】
2010238722.tif 000031
【図９】
2010238722.tif 000032
【図１０】
2010238722.tif 000033
【図１１】
2010238722.tif 000034
【図１２】
2010238722.tif 000035
【図１３】
2010238722.tif 000036
【図１４】
2010238722.tif 000037
【図１５】
2010238722.tif 000038
【図１６】
2010238722.tif 000039
【図１７】
2010238722.tif 000040
【図１８】
2010238722.tif 000041
【図１９】
2010238722.tif 000042
【図２０】
2010238722.tif 000043
【図２１】
2010238722.tif 000044
【図２２】
2010238722.tif 000045