DE3323811C2

DE3323811C2 - Kantenemittierender Halbleiterlaser

Info

Publication number: DE3323811C2
Application number: DE3323811A
Authority: DE
Inventors: Junichi Nishizawa; Tadahiro Ohmi; Masakazu Morishita
Original assignee: Individual
Current assignee: Individual
Priority date: 1982-07-01
Filing date: 1983-07-01
Publication date: 2003-01-16
Anticipated expiration: 2003-07-02
Also published as: DE3323811A1; JPS5967677A; GB2126780A; GB2126780B; GB8317935D0; US4603420A

Description

Die Erfindung betrifft einen kantenemittierenden Halbleiterlaser mit einem Resonator kurzer Länge.

Aus der DE 30 03 667 A1 sind ein Halbleiterlaser und Verfahren zu dessen Herstellung bekannt. Bei diesem Halbleiterlaser handelt es sich um einen flächenemittierenden Laser, nicht aber um einen kantenemittierenden Laser.

Ein kantenemittierender Halbleiterlaser mit einem Resonator kurzer Länge ist aus der GB-Zeitschrift "Electronics Letters", Vol. 17, No. 25, 1981, Seiten 954-956, sowie auch aus der US-Zeitschrift "Sov. J. Quantum Electron.", 9, No. 2, 1979, Seiten 243-245, bekannt.

Aus der US 40 92 659 ist ein kantenemittierender Halbleiterlaser mit einem Resonator bekannt, bestehend aus einem Halbleitersubstrat, einer ersten Überzugsschicht, die auf dem Halbleitersubstrat ausgebildet ist, einer aktiven Schicht, die auf der ersten Überzugsschicht ausgebildet ist, und einer zweiten Überzugsschicht, die auf der aktiven Schicht ausgebildet ist, wobei die Überzugsschichten einen kleineren Brechungsindex als die aktive Schicht aufweisen und das effektive Reflexionsvermögen der beiden Endflächen des Resonators größer als 0,4 ist. Dabei sind Reflektoren aus mehreren Einzelschichten gebildet, die jeweils eine Dicke von λ/4n haben, wobei n der Brechungsindex der jeweiligen Einzelschicht bei der Wellenlänge λ ist.

Aus der US 37 01 047 sind Reflektoren bekannt, die aus einem mit einer Metallschicht beschichteten Isolierfilm bestehen, wobei die Dicke t des Isolierfilms ungefähr λ/2n ist.

Ferner ist aus der DE 30 48 238 A1 ein einen Resonator aufweisender Halbleiterlaser bekannt mit einem Halbleitersubstrat, einer ersten Überzugsschicht, die auf dem Halbleitersubstrat ausgebildet ist, einer aktiven Schicht, die auf der ersten Überzugsschicht ausgebildet ist, und einer zweiten Überzugsschicht, die auf der aktiven Schicht ausgebildet ist, wobei mehrere Bereiche von einem zum Leitfähigkeitstyp der zweiten Überzugsschicht entgegengesetzten Leitfähigkeitstyp in Richtung der Längsachse des Resonators periodisch angeordnet sind.

Eine im Prinzip ähnliche Anordnungsweise ergibt sich aus der DE 29 25 648 A1.

Schließlich ist es aus der DE 30 06 949 A1 bekannt, dass die Dicke des Isolierfilms an einer Resonatorendfläche γ/2 × λ/n betragen kann.

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, einen kantenemittierenden Halbleiterlaser mit einem Resonator kurzer Länge zu schaffen, der einen vergleichsweise geringen Energiebedarf aufweist und bei dem ein Schwellenwert für den Oszillationsstrom ebenfalls vergleichsweise gering ist.

Erfindungsgemäß wird diese Aufgabe mit einem kantenemittierenden Halbleiterlaser nach dem Patentanspruch 1 gelöst.

Weiterbildungen der Erfindung ergeben sich aus den Unteransprüchen.

Der erfindungsgemäße kantenemittierende Halbleiterlaser eignet sich vorzugsweise für die Verwendung in einem integrierten elektrooptischen Schaltkreis.

Eine bevorzugte Ausführungsform der Erfindung wird im folgenden anhand von Fig. 16 in Verbindung mit Fig. 1 bis 15 der Zeichnungen näher beschrieben.

In den Zeichnungen zeigen

Fig. 1 einen üblichen Halbleiterlaser in perspektivischer Darstellung,

Fig. 2 bis 10 Diagramme zur Erläuterung des Aufbaus des Halbleiterlasers nach Fig. 1,

Fig. 11A, 11B und 12 Diagramme zur Erläuterung der Wirkungsweise eines derartigen Halbleiterlasers zur Stromverstärkung,

Fig. 13 ein Modell zur optischen Wellenführung,

Fig. 14 und 15 Kennlinien der optischen Wellenführung und

Fig. 16 eine bevorzugte Ausführungsform eines erfindungsgemäßen Halbleiterlasers.

Fig. 1 zeigt in perspektivischer und schematischer Darstellung den Aufbau eines üblichen Halbleiterlasers, der beipielsweise einen Doppel-Bipolar-Sperrschichtaufbau (DH) aus GaAs und Ga_1-xAl_xAs aufweist. In Fig. 1 umfaßt der Laser ein n⁺-Typ GaAs-Substrat 1, einen n⁺-Typ Ga_1-xAl_xAs- Bereich 2, einen GaAs-Abschnitt (aktiver Bereich) 3, einen p⁺-Typ Ga_1-xAl_xAs-Bereich 4, einen n-Typ GaAs- Bereich 5, einen p⁺-Typ Diffusionsbereich 6 und Elektroden 7 und 8. Die Diffusionsstreifenbreite, die Dicke der aktiven Schicht und die Länge eines zwischen gegenüber liegenden Enden des Lasers ausgebildeten Resonators sind durch die Bezugszeichen W, α bzw. L dargestellt.

Beim Versuch, den Resonator kürzer auszubilden, besteht ein Problem in einer Steigerung der Schwellstromdichte. D. h., bei einem Halbleiter-Laser ist der Leistungs- bzw. Energiereflexionskoeffizient R jeder Endfläche beträcht lich kleiner als Eins (R ≅ 0,31 für GaAs und R ≅ 0,29 für InP), obwohl der genaue Wert von R von der Dicke der aktiven Schicht, dem Material rings um die gegenüberlie genden Seitenabschnitte der aktiven Schicht und der Schwingungsart abhängt. Aus diesem Grund sind die Spiegel verluste an den Endflächen verglichen mit den Verlusten im Inneren der Vorrichtung beträchtlich groß. Für einen Doppel-Bipolar-Sperrschicht-Halbleiter-Laser einer GaAlAs- GaAs-Bauweise kann beispielsweise die Schwellstromdichte wie folgt dargestellt werden:

wobei η die Quantenausbeute im Inneren der Konstruktion, d die Dicke (µm) der aktiven Schicht, Γ den Lichtbegren zungskoeffizienten, α_i den Verlust im Inneren (cm^-1), L der Länge (cm) des Resonators und R der Energiereflexion an den Endflächen entspricht. Wenn die Resonatorlänge L groß ist, ist der erste Ausdruck auf der rechten Seite der Gleichung (1) relativ groß, und wenn L klein ist, wird der Spiegelverlust groß.

Fig. 2 zeigt die Beziehung zwischen der Resonatorlänge L und der Schwellstromdichte J_th für einen GaAs-GaAlAs- Doppel-Bipolar-Sperrschicht-Halbleiter-Laser, wobei die relevanten Bedingungen wie folgt sind: d = 0,1 µm, α_i = 10 cm^-1, Γ = 0,28 und Γ = 1, wobei der Reflexionskoeffi zient R in einem Bereich von 0,1 bis 1 als Parameter ver änderbar ist. Aus Fig. 2 wird deutlich, daß, wenn die Resonatorlänge L groß ist, die Schwellstromdichte gering ist, sogar, wenn der Reflexionskoeffizient R und der Spiegelverlust klein ist. Man sieht, daß die Dicke der aktiven Schicht den größten Einfluß auf die Schwelldichte hat. Wenn jedoch die Länge des Resonators klein ist, wird J_th sehr groß. Es ist daher, wenn die Resonatorlänge verkürzt wird, notwendig, den Reflexionskoeffizienten R groß zu machen, um die Schwellstromdichte zu verringern.

Wenn die Injektionsstromdichte sehr groß ist, kann das Halbleiterelement ernsthaft infolge örtlicher Hitzeerzeu gung usw. Schaden nehmen, wodurch die Lebensdauer und die Zuverlässigkeit der Einrichtung beeinträchtigt wird. Es ist daher notwendig, die Stromdichte während des Betriebs so klein wie möglich zu halten. Wenn beispielsweise eine Stromdichte von 10⁴A/cm² oder mehr verwendet werden soll, sollte eine beträchtlich höhere Spannung als die mittels des Bandspalts bzw. der Banklücke bestimmte Spannungsdifferenz verwendet werden, was zu einem großen örtlichen Energieverbrauch führt. In dem Bereich 1 und 6 in Fig. 1 kann die Träger dichte bis zu etwa 1 × 10¹⁹ cm^-3 für GaAs gesteigert werden. Für Ga_1-xAl_xAs_x ist es jedoch, insbesondere wenn x < 0,25 ist, unmöglich, die Trägerdichte auf einen aus reichend hohen Wert infolge einer großen Ionisationsener gie zu steigern. Die realisierbare Dichte kann lediglich maximal 5 × 10¹⁷ bis 1 × 10¹⁸ cm^-3 bei Raumtemperatur betragen.

Weiter können bei einer Doppel-Bipolar-Sperrschicht-Kon struktion die n-Typ-Bereiche der Überzugsschichten (2 und 4 usw. in Fig. 1), die die aktive Schicht 3 einschließen, nur mit Elektronen injiziert werden und die p-Typ-Bereiche der Überzugsschichten können nur infolge der in den Doppel- Bipolar-Sperrschichten ausgebildeten Barrieren mit Löchern injiziert werden. Wenn man versucht, Träger mit einer höheren Dichte als die der Überzugsschichten in diese Zonen zu injizieren, würden daher die entsprechenden Überzugsschichten als eigenleitende Schichten wirken. Entsprechend müssen über der aktiven Schicht, der p⁺p- Grenzfläche zwischen den Schichten 4 und 6 und über der n⁺n-Grenzfläche zwischen den Schichten 1 und 2 äußere Spannungen aufgebracht werden, die Diffusionsströme in den Schichten 2 und 4 zur Folge haben. Mit einer weiteren Steigerung des injizierten Stroms können in den Überzugs schichten Driftträger geschaffen werden und somit eine Raumladung ausgebildet werden, die es notwendig macht, eine hohe Spannung aufzubringen, um einen Stromfluß zu bewirken. Somit kann die Stromspannungskennlinie der Vorrichtung keine exponentiale Funktion sein.

Eine Trägerinjektionsdichte von 5 × 10¹⁷ cm^-3 entspricht einer Stromdichte J, die etwa bei 800 A/cm² liegt, wobei die Dicke der aktiven Schicht und die mittlere Träger lebensdauer τ_s 0,1 µm bzw. 1 × 10^-9 s betragen. Für einen größeren Strom als oben erwähnt, können Spannungsabfälle über anderen Teilen als den pn-Übergangszonen auftreten, wodurch die über die Vorrichtung angelegte Spannung und somit der Energieverbrauch gesteigert wird, wie oben er wähnt. Wie in Fig. 2 dargestellt, nimmt mit einem kürzeren Resonator die Schwellspannungsdichte bis zu einem Wert über 800 A/cm² zu. Bei beispielsweise einem Resonator mit einer Länge L von 10 µm und einem Reflexionskoeffi zienten R an den gegenüberliegenden Enden von 0,7, wird die Schwellstromdichte J_th 3000 A/cm². Somit sollte bei einem derartig kurzen Resonator der Reflexionskoeffi zient an den Endflächen groß sein, da sonst J_th zu groß wird, wie dies aus Fig. 2 deutlich wird.

Fig. 3 zeigt die Beziehung zwischen der Länge L des Resonators und dem optischen Energiereflexionskoeffizien ten an den gegenüberliegenden Endflächen des Resonators mit dem Schwellstrom als Parameter. In Fig. 3 beträgt die Dicke d der aktiven Schicht 0,1 µm, wobei mit J_th = 2000 A/cm² und L = 10 µm der Reflexionskoeffizient R 0,81 beträgt, und bei J_th = 5000 A/cm² und L = 10 µm der Reflexionskoeffizient R ungefähr gleich 0,44 wird. Es wird deutlich, daß um J_th klein zu halten R groß sein sollte.

Fig. 4 ist ein Diagramm zur Darstellung des in einem Halbleiter-Laser stattfindenden Energieverbrauchs P (mW) über der Länge (µm) des Resonators mit dem Reflexions koeffizienten R als Parameter. In dem Beispiel beträgt die Diffusionsstreifenbreite 1 µm, über den eine konstante Spannung von 1,5 V angelegt wird. Die Wirkung der über die einen Driftstrom und/oder eine Raumladung tragenden Be reiche angelegten gesteigerten Spannung und die Strom diffusionswirkungen infolge der Streifenform werden vernachlässigt.

Aus Fig. 4 wird deutlich, daß, ausgenommen der Fall, bei dem der optische Energiereflexionskoeffizient nahe bei Eins liegt, der Energieverbrauch eines Halbleiter-Lasers mit einem Resonator, dessen Länge gleich oder kürzer als etwa 10 bis 20 µm ist, im wesentlichen konstant ist, unabhängig von der Veränderung von L. Beispielsweise ist der Energieverbrauch für Werte von R von 0,3, 0,5 und 0,7 gleich etwa 1,3 mW, etwa 0,8 mW bzw. etwa 0,4 mW. D. h., wenn einmal der Reflexionskoeffizient R an den Endflächen des Halbleiter-Lasers bestimmt ist, wird der Energieverbrauch bei dem Laserschwellwert hierdurch im wesentlichen vollständig bestimmt, mit der Ausnahme des Falls, bei dem der Reflexionskoeffizient R nahe bei Eins liegt. Im letzteren Fall nimmt der Energieverbrauch proportional zur Länge L des Resonators ab.

Fig. 5 zeigt die Beziehung der Schwellstromdichte zur Dicke der aktiven Schicht in den Fällen, in denen die Resonatorlänge L 5 µm und 500 µm beträgt. In Fig. 5 stellen R₁ bzw. R₂ die optischen Energiereflexions koeffizienten an den linken und rechten Endflächen des Resonators dar. Für einen Resonator mit L = 500 µm und R₁ = R₂ = 0,31 und für einen Resonator mit L = 500 µm, R₁ = 0,7 und R₂ = 0,95 liegen die Schwellstromdichte- Abhängigkeiten von der Dicke der aktiven Schicht sehr nahe beieinander und nehmen minimale Werte bei einer Dicke von 0,05 µm ein. Für Resonatoren mit L = 5 µm und R₁ = R₂ = 0,31, und L = 5 µm, R₁ = 0,7 und R₂ = 0,95 ändert sich die Wirkung der Dicke auf die Schwellstrom dichte beträchtlich mit den Reflexionskoeffizienten und nimmt minimale Werte für Dicken in einem Bereich von 0,1 µm bis 0,2 µm ein. D. h., bei einer Resonator länge von 20 µm oder weniger werden die Spiegelverluste sehr hoch und die minimale Schwellstromdichte wird beträchtlich durch den Lichtbegrenzungskoeffizienten beeinflußt.

Ein Laser mit einem gewöhnlichen Resonator ergibt eine minimale Schwellstromdichte bei Dicken der aktiven Schicht in einem Bereich von etwa 0,05 µm bis 0,1 µm. Bei einem GaAs-GaAlAs-Laser mit einem kürzeren Resonator, dessen Unterschied im Brechungsindex zwischen einer aktiven Schicht und einer Überzugsschicht 5% beträgt, liegt je doch die minimale Schwellstromdichte im allgemeinen in einem Bereich von 0,1 µm bis 0,2 µm.

Ein weiterer zu betrachtender Faktor bei der Verkürzung des Resonators ist die Axial-Mode-Lücke. D. h., wenn man den Resonator verkürzt, wird die Lücke größer, wodurch der Schwellstrom erhöht wird, wenn die Frequenz, bei der man die maximale Verstärkung des Lasers erhält und die Re sonanzfrequenz nicht zusammenfallen, da die Verstärkung in diesem Fall vermindert wird. Fig. 6 zeigt die Bezie hung zwischen der Resonatorlänge und der Axial-Mode-Lücke. Bei einem angenommenen Laserausgang von λ = 850 nm (8500 Å) und n = 3,6 sind die Axial-Mode bzw. Axialartunterschiede Δλ der Resonatoren mit 10 µm und 5 µm Länge z. B. ungefähr gleich 10 nm (100 Å) bzw. 20 nm (200 Å). Bei einem gewöhnlichen Resonator mit einer Länge von etwa 400 µm ergibt sich ungefähr etwa 0,3 nm (3 Å), so daß keine Notwendigkeit besteht, die Frequenz zu betrachten, bei der die Verstärkung maximal wird.

Fig. 7 zeigt die Beziehung zwischen der Wellenlänge und der Resonatorkennlinie für Resonatoren mit einer üblichen samen Reflexionsfähigkeit von 0,31 und Längen von 5 µm und 10 µm. Für einen Resonator mit einer Länge von 5 µm treten Resonanzfrequenzen bei Werte auf, die Wellenlängen entsprechen, die voneinander um etwa 21 nm (215 Å) getrennt sind. Ein Resonator mit 10 µm Länge tritt bei Frequenzen in Resonanz, die Wellenlängen entsprechen, die voneinander um etwa einen halben Wellenlängenspalt getrennt sind. Da die Kennwerte eines Resonators mit einer Reflexions fähigkeit von 0,31 nicht besonders gut sind, können gewisse elektromagnetische Wellenarten bei Wellenlängen auftreten, die minimalen Verstärkungspunkten zwischen den Resonanzwellenlängen entsprechen, wo die Verstärkung etwa das 0,28-fache der maximalen Verstärkung beträgt. Die Wellenlängentrennschärfe bzw. -auswahl eines derartigen Resonators ist relativ gering, wodurch es schwierig ist, bei einer einzigen Frequenz zu arbeiten.

Wie oben erwähnt, wird ein kürzerer Resonator von einem größeren Spiegelverlust begleitet, wodurch es notwendig ist, die Spiegelreflexionsfähigkeit so zu steigern, daß der Schwellstrom auf einen niedrigen Wert begrenzt wird.

Fig. 8 zeigt die Kennwerte von Resonatoren mit jeweils 5 µm Länge und Reflexionen R an den Endflächen von 0,31, 0,5, 0,7 bzw. 0,9. Aus Fig. 8 wird deutlich, daß je größer die Reflexionsfähigkeit an den Endflächen des Resonators ist, um so schmaler die Halbwertbreite der Resonanzwellenlänge und um so kleiner die Verstärkung bei Wellenlängen zwischen den Resonanzwellenlängen ist. D. h., die Wellenlängenauswahlfähigkeit kann durch Steigerung der Reflexionsfähigkeit gesteigert werden. Es ist daher notwendig, daß die maximale Verstärkung eines Lasers exakt bei der Resonanzwellenlänge des Resonators auftritt.

Fig. 9 zeigt die Beziehungen zwischen der Halbwertbreite Δλ (Å) eines Resonators und der Reflexionsfähigkeit R an den Endflächen des Resonators mit der Länge des Re sonators als Parameter. Aus Fig. 9 wird deutlich, daß bei einem Resonator mit 5 µm Länge für Werte von R von 0,3, 0,5, 0,7 und 0,9 die Halbwertbreite Δλ 10 nm (100 Å), 5,2 nm (52 Å), 3,1 nm (31 Å) bzw. 0,75 nm (7,5 Å) beträgt. Es ist daher notwendig, um eine Laserschwingung bei einer bestimmten Wellenlänge zu erreichen, daß die maximale Verstärkung bei einer Wellenlänge von mindestens innerhalb dieser Halbwert breite auftritt. Für einen Resonator mit einer Länge von 10 µm beträgt die Halbwertbreite die Hälfte von der in dem vorherigen Fall. In diesem Fall ist es daher not wendig, um den Schwellstrom kleiner zu machen, die Fre quenz, bei der die maximale Verstärkung erhalten wird und die Resonanzfrequenz gleich zu machen.

Fig. 10 zeigt eine Änderung der Resonanzkennwerte mit der Länge des Resonators. Es wird angenommen, daß ein Resona tor verwendet wird, den Resonanzwellenlänge und dessen Brechungsindex fest bei 880 nm (8800 Å) bzw. 3,6 liegen, und der Reflexionsfähigkeiten R an den Endflächen von 0,31 und 0,7 besitzt. Der Resonatoren treten bei Wellenlängen in Resonanz, die der Hälfte der Laserschwingungswellenlängen in einem dielektrischen Körper entsprechen. Mit der gesteigerten Reflexionsfähigkeit an den Endflächen wer den die Resonanzkurven sehr schmal, so daß es unmöglich wird, einen Laserschwingungsausgang bei einer spezifischen Wellenlänge zu erreichen, wenn nicht die Abmessungen des Resonators sehr exakt bestimmt werden.

D. h., obwohl man eine Laserschwingung mit einem langen Laser erhalten kann, dessen Länge 100 µm oder mehr be trägt, wird es schwierig, eine Laserschwingung mit einem kurzen Resonator zu erhalten, dessen Länge 50 µm oder weniger beträgt und zwar aufgrund der Tatsache, daß dessen Axialartspalt in der Größenordnung von 1 nm (10 Å) liegt. Wie vorher erwähnt, muß die Vorrichtung sehr genau bemessen sein, wenn L = 10 µm und der Axialartspalt etwa 10 nm (100 Å) beträgt, um die Schwingungsfrequenz im wesentlichen gleich der Frequenz zu machen, bei der man eine maximale Ver stärkung erhält.

Es ist allgemein bekannt, daß die Resonanzwellenlänge eines Lasers ungefähr ausgedrückt werden kann durch:

wobei λ₀ die Laserlichtwellenlänge im freien Raum, m eine ganze Zahl, n der Brechungsindex und L die Länge des Resonators darstellt. Unter der Annahme, daß n = 3,6, m = 40 und λ₀ = 900 nm (9000 Å) beträgt, beträgt die Resonator länge L gleich 5 µm. Hier ergibt sich dann eine stehende Welle von 20 Laserlichtwellenlängen im Resonator. Der Ausgangslaserstrahl hat dann eine Wellenlänge von etwa 0,9 µm. Um die Laserwellenlänge innerhalb von λ₀ ± Δλ = 9000 ± 10 nm (100 Å) zu begrenzen, sollte die Länge des Resona tors innerhalb eines Bereichs von L ± ΔL festgelegt werden. Da

d. h. ΔL ist in diesem Fall 0,056 µm, muß der Resonator genau bei einer Toleranz gleich oder kleiner als ± 0,056 µm eingestellt werden.

Die Resonatorlänge eines Halbleiterlasers sollte mindestens 10 Wellenlängen betragen, damit er in der Wellenführungs art arbeiten kann, d. h. sie sollte etwa 2,5 µm für einen GaAs-Laser und etwa 5 µm für einen InP-Laser betragen. Für den kurzen Resonator kann die Länge in einem Bereich von einigen Wellenlängen bis zu etwa 200 Wellenlängen liegen. Für einen Fall, bei dem die Länge 200 Wellen längen überschreitet, besteht kein Bedarf, den maximalen Verstärkungspunkt zu betrachten, da der Axialartspalt so schmal, wie oben erwähnt, wird.

Fig. 11A zeigt die theoretischen Verstärkungen, wenn p⁺ GaAs als aktive Schicht verwendet wird, wobei die inji zierte Trägerdichte als Parameter dient. Die maximale Verstärkung wird bei einer Wellenlänge von 884 nm (8840 Å) erreicht, wenn die Trägerdichte 1,4 × 10¹⁸ cm^-3 beträgt. Der Wellen längenbereich Δλ auf jeder Seite der Wellenlänge von 884 nm (8840 Å), in dem die Verstärkung größer als 100 cm^-1 wird, ist etwa 15 nm (150 Å). Mit n = 2 × 10¹⁸ cm^-3 erhält man einen Wert von g_max = 320 cm^-1 bei λ = 879,3 nm (8793 Å) und Δλ ≅ 300 Å.

Wie oben erwähnt beträgt der Axialartspalt eines GaAs- Resonators mit 10 µm Länge etwa 10 nm (100 Å) und der eines Resonators mit 5 µm Länge etwa 20 nm (200 Å) für Bedingungen, unter denen eine wirksame Laserschwingung erhalten wird, wenn der maximale Resonanzpunkt mit dem maximalen Ver stärkungspunkt zusammenfällt.

Fig. 11B zeigt die Beziehung zwischen der injizierten Trägerdichte n und der Wellenlänge λ_max, bei der die maximale Verstärkung erhalten wird. Die Beziehung ist für niedrige Stromdichtenbereiche linear und wird all mählich gesättigt. Die Beziehung zwischen der Träger dichte n und der Stromdichte J kann durch folgende Gleichung wiedergegeben werden:

wobei e die elementare Elektronenladung (1,602 × 10^-19 Coulombs), d die Dicke der aktiven Schicht und τ_s die mittlere Lebensdauer der Träger darstellt. Unter der Annahme, daß d = 0,1 µm, τ_s = 1 × 10^-19 s und n = 1 × 10¹⁸ cm^-3 beträgt, erhält man daher eine Strom dichte J von 1600 A/cm², die im wesentlichen proportional der Dicke der aktiven Schicht ist. Die in den Fig. 11A und 11B gezeigten Beziehungen gelten für Laser mit Reso natoren, deren aktive Schichten aus p⁺-Typ GaAs bestehen. Die aktive Schicht kann ebenfalls eine Schicht mit hoher Widerstandsfähigkeit sein.

Fig. 12 zeigt die Beziehung zwischen der injizierten Trägerdichte n und der maximalen Verstärkung g_max und die Beziehung zwischen n und der Bereichsbreite Δλ(ev) für die die Verstärkung 100 cm^-1 überschreitet. Die Laserschwingung tritt auf, wenn die Verstärkung Eins überschreitet. Diese Verstärkung kann durch folgende Gleichung ausgedrückt werden:

wobei α_i der Energieverlust infolge der Absorption und der Streuung im Inneren des Halbleitermaterials,

der Spiegelverlust, L die Resonatorlänge und R den Reflexionskoeffizienten an den Endflächen des Resonators darstellen. Nimmt man beispielsweise an, daß L = 10 µm, R = 0,8 und α_i = 10 cm^-1 ist, tritt eine Laserschwingung bei g ≅ 240 cm^-1 auf, wobei der Strom, bei dem eine Trägerdichte n = 1,8 × 10¹⁸ erreicht wird, die Schwellenstromdichte ist, wie dies aus Fig. 12 deutlich wird und die Wellenlänge, bei der die Ver stärkung maximal wird 880 nm (8800 Å) beträgt, wie dies aus Fig. 11B deutlich wird. Die Länge L_res des Resonators sollte im wesentlichen gleich einem Wert sein, der dieser Wellenlänge entspricht, d. h. 9778 µm. Somit ist es möglich, die Wellenlänge, bei der die Verstärkung maximal wird, gleich der Resonanzwellenlänge zu machen. Bei einer anderen Annäherung kann man die Resonanzwellenlänge ein wenig unterschiedlich von der Wellenlänge der maxima len Verstärkung machen, wie weiter unten beschrieben wird.

Beider Herstellung eines Halbleiter-Lasers als Teil eines integrierten Schaltkreises ist es wichtig, daß die Diffusionsstreifenbreite so schmal wie möglich ist, zusätzlich zur Forderung, den Resonator kürzer zu machen. Bei der Verschmälerung dieses Streifens müssen sowohl die Strombegrenzung als auch die Lichtbegrenzung in Betracht gezogen werden, da sonst der Verlust und somit der Energieverbrauch zunimmt. Zuerst soll die optische Begrenzung betrachtet werden.

Fig. 13 zeigt eine Schnittansicht eines optischen Wellen führungsmodells, bei dem eine Lichtführung 100 von Be reichen 101 und 102 umgeben ist. Die Führung 100 hat einen Brechungsindex von n₁, die Zone 101 hat einen Brechungs index von n₂ und die Zone 102 hat einen Brechungsindex von n₃, wobei n₁ größer als n₂ und n₃ ist. Der Bereich 100 entspricht der aktiven Zone eines Halbleiter-Lasers, die Lichtführungsbreite a entspricht der Streifenbreite und die Lichtführungsdicke b entspricht der Dicke der aktiven Zone. Die gestrichelten Bereiche werden unter der Annahme vernachlässigt, daß dort kein Licht hindurch geht.

Fig. 14 zeigt die Dispersionskennwerte der optischen Wellenführung von Fig. 13, wobei

bei 5 × 10^-2 konstant ist und

die die Dicke b der optischen Wellenführung mit der freien Raumwellenlänge (λ) korrelieren, als Parameter aufgezeichnet sind. Die x-Achse zeigt

wobei die Breite a der optischen Wellenführung mit der freien Raumwellenlänge λ korreliert, und die y-Achse zeigt

(K_z ² - K₂ ²)/(K₁ ² - K₂ ²) wobei

ist und K_z die Wellenanzahl der durch die optische Wellenführung fortgepflanzten Wellen ist. Wenn (K_z ² - K₂ ²) sich Null nähert, wird K_z gleich K₂, was bedeutet, daß sich das Licht bei einer Wellenzahl der Überzugs schicht fortpflanzt, was eine Ausbreitung über einen weiten Bereich und daher hohe Verluste bewirkt. Wenn sich (K_z ² - K₂ ²)/(K₁ ² - K₂ ²) Eins nähert, wird K_z gleich K₁, was bedeutet, daß das Licht im wesentlichen innerhalb der optischen Wellenführung begrenzt ist und die Wellen anzahl nur durch den Brechungsindex n₁ bestimmt wird. D. h., je näher der Wert von (K_z ² - K₂ ²)/(K₁ ² - K₂ ²) Eins ist, um so besser sind die Kennwerte der optischen Wellenführung.

In Fig. 14 sind der Dispersionskennwert für Werte von

von 10^-3, 10^-2 und 5 × 10^-2 bei Werten von

von 0,5, 1 und 1,5 unter dem Zustand dargestellt, daß die Fortpflanzung in einer fundamentalen Art stattfindet (TE₀₀, TM₀₀)₀. Wenn der Wert von

vergrößert wird, werden die optischen Wellenführungs kennwerte verbessert, wenn jedoch diese genannten vorhe rigen Werte größer als 1,5 werden, beginnt eine Fortpflanzung in Moden höherer Ordnung und der Schwellenstrom des Lasers nimmt zu.

Um den Schwellenstrom so klein wie möglich zu halten, wird d gewöhnlich in einem Bereich zwischen 0,1 µm und 0,2 µm für einen GaAs-Laser mit einem kurzen Resonator bestimmt. D. h., daß man gute Ergebnisse erhält, wenn

größer als 0,5 und kleiner als Eins ist. Wenn Δn₂ 10^-3 beträgt, wird der Wert von (K_z ² - K₂ ²)/(K₁ ² - K₂ ²) im wesentlichen konstant, unabhängig von der optischen Wellenführungsbreite a. D. h., daß das Licht nicht wirksam in transversaler Richtung begrenzt wird. Wenn der Wert von Δn₂ auf 10^-2 oder 5 × 10^-2 zunimmt, werden die optischen Wellenführungskennwerte mehr von der optischen Wellenführungsbreite abhängig und können wesentlich beeinträchtigt werden, wenn

kleiner als 2 oder 3 wird. (Um die genaue Grenze der Verminderung der Diffusionsstreifenbreite zu bestimmen, muß eine Berechnung durchgeführt werden, um den Begren zungskoeffizienten der optischen Wellenführung zu be stimmen.)

Fig. 15 zeigt die Beziehung zwischen den Begrenzungs koeffizienten Γ und

entsprechend der Diffusionsstreifenbreite. Der Begrenzungs koeffizient Γ zeigt die Intensität des innerhalb der Zone der optischen Wellenführung (a × b) vorhandenen Lichts verglichen mit der Gesamtintensität des in der gesamten Zone der Vorrichtung vorhandenen Lichts. Je näher der Wert von Γ Eins ist, um so mehr ist das Licht im Kern der aktiven Zone konzentriert. Wenn Δn₂ = 5 × 10² ist, kann

innerhalb eines Bereichs von 1 bis 2 kleiner gemacht werden. Wenn n₂ = 10^-2 beträgt, liegt die Grenze von

zwischen 2 und 3, und wenn n₂ = 10^-3 beträgt, kann der Begrenzungskoeffizient nicht größer gemacht werden, auch wenn

zwischen 5 und 6 liegt. D. h., Δn₂ muß größer als ein bestimmter Wert sein, um gute Lichtfortpflanzungskennwerte und eine Absenkung der Schwellenstromdichte zu erzielen. Die Wirkung von Γ wird aus der Gleichung (1) ersichtlich. Wenn es kleiner als Eins ist, nehmen die in Erscheinung tretenden inneren Verluste und die Spiegelverluste zu.

Bei einer Doppel-Bipolar-Sperrschicht-Konstruktion wird eine zufriedenstellende Trägerbegrenzung in Richtung senkrecht zur bipolaren Sperrschicht (s. Fig. 1) erzielt, indem man den Bandspalt der aktiven Schicht etwas kleiner als den der Überzugsschicht macht. Dies ist jedoch nicht der übliche Fall für die Richtung parallel zur bipolaren Sperrschicht, wobei die einzige Ausnahme der verdeckte bipolare Sperrschichtlaser (BH) oder der TJS-Laser ist. D. h., die Träger können in einer Richtung parallel zur Diffusionsstreifenbreite mittels Ausbilden einer bipolaren Sperrschicht in der transversalen Richtung oder durch Ausbildung einer Potentialgrenzschicht entgegengesetzter Leitfähigkeit begrenzt werden.

In Anbetracht der oben erwähnten Bedingungen sollen nun bevorzugte Ausführungsformen der Erfindung beschrieben werden.

Im folgenden soll der Mechanismus der Reflexion von Licht oder elektromagnetischer Wellen mittels eines Metalls betrachtet werden. Wenn elektromagnetische Wellen auf ein Metall auftreffen, bewegen sich Leitungselektronen in dem Metall infolge des elektromagnetischen Feldes der auftreffenden Wellen, und es werden in Abhängigkeit davon elektromagnetische Wellen ausgesendet. Die letzteren elektromagnetischen Wellen überlagern sich untereinander und erzeugen die reflektierte Welle. Unter der Annahme, daß die Verluste sehr klein sind und die Lichtenergie unmittelbar absorbiert wird, während freie Elektronen weiterschwingen, ist die spezifische Dielektrizitätskonstante des Metalls:

Für λ = 0,88 µm ist ε negativ und sehr hoch. Hinsicht lich der Eigenimpedanz gilt

Dies bedeutet einen Kurzschlußzustand.

Andererseits beträgt die Eigenimpedanz des Halb leitermaterials 105 Ohm für GaAs und für Si₃N₄ und ähn liche Materialien, während für isolierende Materialien der Wert bei 188 Ohm liegt. D. h., die Impedanz des Metalls ist, gesehen von der Halbleiterseite sehr gering. Mit anderen Worten heißt das, daß das elektrische Feld der Lichtwellen an der Oberfläche einer Metallschicht im wesentlichen Null ist. Wenn die Dicke der Isolierschicht, die zwischen dem Metall und dem Halbleiter-Laser einge schlossen ist, das γ/2-fache der Wellenlänge beträgt, wo bei γ eine ganze Zahl ist, haben die optischen stehenden Wellen einen Knotenpunkt an den Endflächen, der eine isolierende Schicht 231 des Halbleiter-Lasers berührt und somit wird die elektrische Feldintensität daran sehr gering. D. h., indem man den Knotenpunkt der stehenden Wellen an die Endfläche legt, kann darf die elektrische Feld intensität theoretisch im wesentlichen Null infolge der fast 100%-igen Reflexion von der an der Endfläche aus gebildeten Metallschicht werden. Dies ist ein großer Vor teil in Anbetracht des Problems der Zerstörung der End flächen bei höheren Laserausgangsenergien, die bei hohem Ausgangsniveau auftreten, wenn die stehenden Wellen eine Spitze an den Endflächen des Resonators aufweisen, wodurch die elektrische Feldintensität an dieser Stelle maximal ist. Die Dicke der Isolierschicht kann jedoch

sein, wobei γ eine ganze Zahl, n der Brechungsindex und λ die Laseroszillationswellenlänge ist, da der Brechungsindex praktisch von dem Material der Isolierschicht abhängt. Dies ist auch sehr vorteil haft, wenn ein Hochenergie-Halbleiter-Laser als getrenntes Gerät hergestellt wird.

Da die Reflexionsfähigkeit an der Endfläche nahezu 100% beträgt, sind die elektrischen Feldintensitäten in den Grenzflächen zwischen dem Halbleitermaterial und dem dielektrischen Material und zwischen dem Metall und dem dielektrischen Material nahezu gleich Null, so daß das Problem der Verschlechterung rings um die Grenzflächen vernachlässigbar ist. D. h., da die erwartete Lebensdauer des Halbleiter-Lasers nicht durch die Lebensdauer der Grenzflächen, sondern durch die Verschlechterung des Materials selbst und die thermischen Wirkungen bestimmt wird, kann die Zuverlässigkeit des Lasers merkbar ver bessert werden. Es ist jedoch nicht immer notwendig, die Dicke des dielektrischen Materials gleich

zu machen, so lange die Resonatorlänge bestimmt wird, indem die gesamte optische Länge des Resonatorteils und die Dicke des Isolierfilms berücksichtigt werden.

Weiter sollte aufgrund der Tatsache, daß das Licht von einem Metall reflektiert wird, nachdem es um eine ge wisse Tiefe in es eingedrungen ist, die die Spiegel fläche bildende Metallschichtdicke gleich zweimal der Eindringtiefe oder mehr sein, da es sonst unmöglich ist, eine Reflexionsfähigkeit von nahezu 100% zu erhalten. Die Eindringtiefe hängt von dem verwendeten Metall und der Wellenlänge des Lichts ab.

Wenn die Dicke der Metallschicht geringer als die Eindring tiefe ist, wird es möglich die Reflexionsfähigkeit und die Permeabilität mittels der Dicke der Metallschicht zu regeln. Beispielsweise gilt für eine Si₃N₄ Isolierschicht, deren Brechungsindex etwa 2,00 beträgt, daß die Dicken

0,22 µm, 0,44 µm bzw. 0,66 µm für λ = 0,88 µm sein sollten.

Es ist möglich, daß die Ströme sowohl durch den Laseroszilla tionsabschnitt und den optischen Wellenführungsabschnitt und durch die Elektroden fließt. Wie oben er wähnt ist jede der Endflächen des Laseroszillationsab schnitts mit einer Isolierschicht und einer darauf angeordneten metallischen Reflexionsoberfläche versehen, damit Q des Resonators groß und der Schwellenstrom gering wird. Andererseits ist es möglich, die Seite der optischen Wellenführung von der kein Licht abgeleitet wird in einer ähnlichen Weise wie bei der Ausführungsform gemäß Fig. 23B scharf zu ätzen und dann eine Isolierschicht und eine metallische Reflexionsfläche darauf vorzusehen. In diesem Fall ist die Seite der Wellenführung, von der Licht abgeleitet wird, zur Führung des Lichts zu einem vorbestimmten Punkt konstruiert. Es kann wirksam sein, ebenfalls einen Strom durch die Wellenführung zu führen. Der Strom sollte auf einen bestimmten Wert begrenzt sein, so daß keine Schwingung, sondern eine Verstärkung austritt, die die internen Verluste überwindet. Wenn kein derartiger durch die optische Wellenführung fließender Strom vorge sehen ist, sollte die aktive Schicht 3 eine Schicht hoher Widerstandsfähigkeit mit geringer Dotierdichte sein, da sonst die internen Verluste nicht vermindert werden können.

Ein Verfahren zur Herstellung der Spiegelflächen an den Endflächen des Resonators soll im folgenden beschrieben werden. Die Endfläche des Halbleiter-Lasers wird mittels einer reaktiven Ionenätztechnik (RIC) geätzt. D. h., daß die die bipolare Sperrschicht aufweisende Scheibe mittels RIE geätzt wird. Um die Scheibe gleichförmig zu ätzen, sollte das ausgewählte Ätzgas eins sein, das mit den vorhandenen Elementen des Halbleitermaterials reagiert, um voll ständig flüchtige Materialien zu erzeugen. Beispielsweise sollte bei einem GaAs-GaAlAs-Halbleiter-Laser als Ätzgas Cl₂, CCl₄ oder CCl₂F₂ usw. verwendet werden, da Chloride der entsprechenden Elemente flüchtige Materialien mit einem hohen Dampfdruck sind.

Nimmt man eine RIE mit parallelen Plattenelektroden und die Verwendung von CCl₂F₂ an, so sind die Ätzraten für GaAs und GaAlAs im wesentlichen unter einem Gasdruck, der gleich oder geringer als etwa 3 × 10^-3 Torr ist, gleich und betragen 0,1 bis 0,2 µm/min bei einer Hochfrequenz energie von einigen 100 mW/cm² bei 13,56 MHz. Wenn die Energiedichte zu gering ist, wird die selbstvorspannende Spannung zu gering, was in einer Kohleverunreinigung re sultiert. Das Ätzen wird daher vorzugsweise bei einer Energiedichte von etwa 0,2 W/cm² bis 1 W/cm² durchgeführt. Wenn CCl₂F₂ als Ätzgas verwendet wird, wird die Ätzrate von GaAlAs bei Gasdrücken höher als etwa 3 × 10^-3 Torr geringer, obwohl die Rate für GaAs hoch ist. Dies be ruht darauf, daß AlF₃ als Reaktionsprodukt als Antiätz mittel wirkt. Wenn man CCl₄ oder Cl₂ verwendet, besteht dieses Problem nicht. Die Spiegelfläche wird mittels der RIE des Aufbaus von dessen Oberfläche bis zu einem Niveau etwas unter der aktiven Schicht erhalten. Der Schwellenstrom des Halbleiter-Lasers mit mittels der RIE ausgebildeten Spiegelflächen ist um 20% bis 30% höher als der ähnlicher Halbleiter-Laser mit mittels Spaltung gefundener Spiegelflächen. Ein verminderter Schwellenstrom kann zufriedenstellend mittels Spiegeln kompensiert werden, die als mit Isolierschichten bedeckte Metallflächen ausgebildet sind. Insbesondere ist die Wirkung der Endflächen eines Laseraufbaus mit Isolier flächen mit einer Dicke von

wünschenswert.

Im folgenden soll ein Verfahren zur Ausbildung der Isolier schicht mittels CVD beschrieben werden. Es ist eine Tat sache, daß es unmöglich ist, ein Hochtemperaturverfahren für eine Halbleiterzusammensetzung zu verwenden, da die Dampfdrücke der vorhandenen Elemente hoch sind, und daher niedrigere Verfahrenstemperaturen bessere Ergebnisse er bringen. Aus diesem Grund ist CVD mit einer Ultraviolett strahlung bevorzugt. Für CVD von SiO₂ kann ein Gas mit SiH₄ + N₂O als Eingangsgas verwendet werden. Beispiels weise wird bei einer Bestrahlung mit Ultraviolettstrahlen mit einer Wellenlänge von 170 nm (1700 Å) bis 200 nm (2000 Å) N₂O entsprechend folgender Reaktionsgleichung zerlegt: N₂O + h_v 170-200 nm (1700 bis 2000 Å) → N₂ + O ('D). Der freigesetzte Sauerstoff rea giert mit SiH₄ zu einer Ansammlung von SiO₂. Alternativ kann man durch Hinzufügen von Hg-Gas zum Eingangsgas und mit einer Strahlung mit Ultraviolettstrahlen (2537 Å) von einer Niederdruck-Quecksilberlampe Hg vom Grundzustand erregen. Hg* im erregten Zustand reagiert mit N₂O des Eingangsgases und setzt Sauerstoff frei. Letzterer rea giert mit SiH₄ zur Abscheidung von SiO₂ wie folgt:

Hg + h_v (2537 Å) → Hg*

Hg* + N₂O → N₂ + O (3P) + Hg, und

2O (3P) + SiH₄ → SiO₂ + 4H,

wobei O (3P) Sauerstoff im Grundzustand ist. Um die mittlere freie Weglänge länger zu machen, sollte der Druck des Eingangsgases auf einige Torr reduziert werden. Die gewünschte Reaktion läuft zufriedenstellend bei Temperaturen von Raumtemperatur bis 200°C ab.

Für eine Si₃N₄-Schicht ist dies durch eine Reaktion zwischen Hg und einem Eingangsgas, bestehend aus SiH₄ + NH₃ unter vermindertem Druck bei einer Temperatur niedriger als etwa 200°C auf folgende Weise möglich:

Hg + h_v (2537 Å) → Hg*

Hg* + SiH₄ → SiH₃ + H + Hg

Hg* + NH₃ → NH₂ + H + Hg, und

3 SiH₃ + 4 NH₂ → Si₃N₄ + 17H.

Die Ablagerungsgeschwindigkeit von Si₃N₄ liegt bei etwa 100 Å/min. und es ist möglich genau die Dicke der ab gelagerten Schicht zu steuern. Durch Erwärmen auf etwa 450°C für etwa 10 bis 60 min in einer N₂-Atmosphäre wird die Schicht verbessert. Die Ablagerung von Al₂O₃ und AlN kann mittels CVD durchgeführt werden, wobei ein Eingangsgas- System von (CH₃)₃Al + N₂O + Hg, AlCl₃ + CO₂ + H₂, oder (CH₃)₃Al + NH₃ + Hg unter Verwendung einer Ultraviolett strahlung bei einer niedrigen Temperatur verwendet wird, ähnlich wie bei der oben beschriebenen Technik. Die Steuerung der Schichtdicke kann somit sehr genau durch geführt werden. Der Gitterabstand und der thermische Expansionskoeffizient von AlN sind ähnlich wie bei GaAs und somit ist AlN für die Verwendung mit GaAs geeignet. CVD mit Ultraviolettstrahlung, durchgeführt bei vermin dertem Druck kann eine im wesentlichen gleichförmige Ablagerung, sogar in abgestuften Zonen schaffen. Es ist weiter möglich die Reaktionstemperatur zu vermindern, auch wenn CVD mit Plasma verwendet wird.

Das Metall, das die Metallschicht ausbildet, die als Spiegeloberfläche dient, kann unterschiedlich sein, je nach dem welcher Oszillationswellenlängenbereich gewünscht wird. Typische Beispiele geeigneter Metalle umfassen Al, Au, Mo, W, Cr, Pt und Cd, usw. Es ist weiter möglich diese Metalle auf einer vertikal ausgebildeten Endfläche eines Geräts in einem Superhochvakuum mittels Schräg stellen des Geräts und Dampfbeschichtung aufzubringen, oder diese Metalle mittels Sputtern aufzubringen. In einem derartigen Fall sollte, da die Ablagerungsober fläche gereinigt sein muß, das Vakuum während der Dampf beschichtung so hoch wie möglich sein. Um ein Auftreten einer Strahlungsbeschädigung zu verhindern und um die Form der Schicht, die abgestufte Abschnitte überdeckt zu verbessern, wird das Metall vorzugsweise durch Verwen dung von CVD aufgebracht. Der Eingang kann Halogenide (WF₆, MoF₆, CrF₆, WCl₆, CrCl₆ usw.), Carbonyle (W(CO)₆, Mo(CO)₆, Cr(CO)₆ usw.) und organische Metalle (CH₃)₃Al, (CH₃)₂Cd, usw.) umfassen. Im Fall der Halogenide wird eine Reduktionsreaktion mittels H₂ erreicht, und im Fall der organischen Metalle wird eine Aufspaltung erreicht. Es ist möglich, Mo, W, Cr, Al usw. mittels CVD mit Ultra violettstrahlung bei niedrigen Temperaturen aufzubringen. D. h., der Halbleiter-Laser wird durch Verwendung von PIE bis zu einer vorbestimmten Länge geätzt. Dann wird eine Isolierschicht mit der gewünschten Dicke mittels CVD mit Lichtstrahlung ausgebildet. Darauf wird die Metallschicht mittels CVD mit Lichtstrahlung usw. ausgebildet. Es kann wirksam sein, die Metallschicht und/oder die Isolierschicht in einem mehrschichtigen Aufbau von unterschiedlichen Materialien auszubilden.

Es ist möglich, den Halbleiter-Laser auf einfache Weise in einen integrierten Schaltkreis einzubinden und die Steigerung der Schwellenstromdichte unabhängig von dem verkürzten Resonator aufgrund dieses Aufbaus zu vermindern. Es ist ebenfalls möglich, die Wellenführung durch Aufbringen einer vorwärts gerichteten Vorspannung zu betreiben, so daß sie nicht nur als Wellenführung, sondern ebenfalls als Verstärker wirkt.

Die genaue Ausbildung eines verkürzten Resonators ist notwendig, damit die Resonanzwellenlänge mit der maximalen Verstärkungswelle übereinstimmt, da die axiale Modenlücke dann groß ist. Zu sätzlich zu der Notwendigkeit der genauen Ausbildung erhält man einen Aufbau, mit einem hohen Laseroszillations wirkungsgrad mit einer festgelegten Oszillationsfrequenz, indem man Stellen vorsieht, durch die periodisch Strom fließt, so daß der Strom rings um die Spitzen der stehen den Lichtwellen fließen kann.

Fig. 16 zeigt als bevorzugte Ausführungsform der Erfindung einen derartigen Aufbau. In Fig. 16 sind mehrere Bereiche 240 mit einem Leitfähigkeitstyp periodisch ausgebildet, der den der Zone 4 entgegen gesetzt ist, um einen Stromweg auszubilden, der mit einer Periode von

periodisch ist, wobei γ, wie oben, eine ganze Zahl ist. In diesem Fall ist der Resonator so ausgebildet, daß die Knotenpunkte der stehenden Welle mit den freier Endflächen zusammenfallen, und die Dicke einer Isolierschicht der halben Oszillationswellenlänge in der Isolierschicht entspricht. Es ist möglich, eine Steuerelektrode auf dem n⁺-Bereich 240 auszubilden. Alter nativ kann der Bereich 240 als Zone mit hoher Widerstands fähigkeit ausgebildet werden, indem man H, He, O usw. in ihn hinein injiziert. Dies kann ebenfalls bei anderen Verteilungstyp-Halbleiter-Lasern angewendet werden, so lange die Knotenpunkte der stehenden Welle des Lichts sich genau an den Endflächen des Resonators befinden.

In jedem Fall ist es möglich, einen optischen integrierten Schaltkreis hoher Dichte auszubilden, indem man eine Anzahl derartiger Halbleiter-Laser auf einer gewöhnlichen Scheibe anordnet.

Bei der Erfindung können die Arbeits geschwindigkeitsgrenzen von LSI- und VLSI-Geräten be rücksichtigt werden. Es wird damit ein integrierter Schaltkreis mit mindestens einem Halbleiter-Laser als Hauptbestand teil geschaffen, bei dem der elektrische Eingang zur Energiezuführung begrenzt ist und alle aktiven Signale in Form von Licht vorhanden sind. Um eine beträchtliche Anzahl von Logikfunktionen oder ähnlichem auf einem einzigen Chip unterzubringen und um eine hohe Arbeits geschwindigkeit zu erreichen, ist es bekannt, daß die Anzahl der in einem Chip untergebrachten Halbleiter- Laser mindestens einige Hundert, vorzugsweise 500 oder mehr und noch bevorzugter 1000 oder mehr sein sollte.

Unter Berücksichtigung der Wärme, Strahlung und des Temperaturanstiegs infolge des Energieverbrauchs eines Chips sollte der maximale elektrische Energieverbrauch pro Chip höchstens 1 W betragen. Wenn daher 500 Laser auf einem Chip ausgebildet werden, beträgt der Energie verbrauch pro Laser 2 mW und für 1000 Laser 1 mW. D. h., je größer die Anzahl der Laser auf einem Chip ist, um so geringer ist der erlaubte Energieverbrauch für jeden Laser. Es wurde unter Bezugnahme auf Fig. 4 ausgeführt, daß der Energieverbrauch eines Halbleiter-Lasers mittels eines verkürzten Resonators, eines verschmälerten Diffusionsstreifens und einer Spiegelfläche mit einem gesteigerten Reflexionskoeffizienten herabgesetzt werden kann. Um einen Energieverbrauch von 1 mW pro Laser zu verwirklichen, sollte der Reflexionskoeffizient R an beiden Spiegelflächen mindestens 0,4 betragen. Für Werte von R von 0,5, 0,7 und 0,9 sollte die Länge des Resona tors weniger als etwa 30 µm, 80 µm bzw. 110 µm betragen. Wenn der Energieverbrauch 0,2 mW beträgt, beträgt R = 0,9 und der Resonator sollte nicht länger als 10 µm sein.

Fig. 4 zeigt, daß der höhere Reflexionskoeffizient an den Endflächen des Resonators wirksam eine Verminderung des Energieverbrauchs bewirkt. Wenn man einen optisch integrierten Schaltkreis hoher Dichte wünscht, ist es von grundsätzlicher Bedeutung auf einer schmaleren Fläche eines Halbleiter-Lasers eine Isolierschicht auszubilden, und auf der Isolierschicht einen Metall film auszubilden, um damit den Reflexionskoeffizienten zu erhöhen. Weiter sollte die Dicke der Isolierschicht die Hälfte der wirksamen Wellenlänge betragen, da die elektrische Feldintensität des Lichts an den Endflächen des Halbleiter-Lasers sehr gering sein kann. Da die elektrische Feldintensität an der Grenzfläche zwischen der Isolierschicht und dem Metallfilm ebenfalls sehr gering sein kann, ist die elektrische Feldintensität in allen Teilen rund um die Grenzfläche sehr gering, was eine hohe Zuverlässigkeit und Störungsfreiheit sicherstellt.

Die beschriebene Ausführungsform eines erfindungsgemäßen Halbleiterlasers ist geeignet, den Energieverbrauch pro Laser zu vermindern. Weiter werden mit den beschriebenen Ausführungsformen optische Impulse mit einer hohen Wiederholungsgeschwindigkeit, z. B. einigen Picosekunden geschaffen. Die beschriebenen Halbleiter- Laser können ebenfalls bei Licht-zu-Licht-Steuerlogik schaltkreisen und für einen Licht-zu-Licht-Steuerspeicher verwendet werden. D. h., die beschriebenen Ausführungs formen können bei zukünftigen optischen Digital-LSI verwendet werden.

Um die bestimmten Wirkungsweisen zu erreichen kann es wünschenswert sein, daß man einige Teile eines LSI-Geräts hat, die einen Energieverbrauch pro Steuerbereich über 1 mW aufweisen. Dies ist jedoch grundsätzlich in einem optischen LSI-Gerät unmöglich, da, wie oben erwähnt, der Energieverbrauch pro Laser 1 mW oder weniger betragen soll.

Die optischen integrierten Schaltkreise können aus Halb leiter-Lasern bestehen, von denen der Energieverbrauch jeweils gleich oder weniger als etwa 1 mW ist. Licht-zu- Licht-Logikoperationen als auch Speicheroperationen können auf diese Weise bei sehr hohen Geschwindigkeiten durchgeführt werden.

Claims

1. Kantenemittierender Halbleiterlaser mit einem Resonator kurzer Länge, bestehend aus
einem Halbleitersubstrat (1);
einer ersten Überzugsschicht (2), die auf dem Halbleitersubstrat (1) ausgebildet ist;
einer aktiven Schicht (3) aus GaAs, die auf der ersten Überzugsschicht (2) ausgebildet ist; und
einer zweiten Überzugsschicht (4), die auf der aktiven Schicht (3) ausgebildet ist;
wobei
die Überzugsschichten (2, 4) einen kleineren Brechungsindex als die aktive Schicht (3) aufweisen;
der effektive Reflexionskoeffizient des Resonators der Bedingung
√R1R2 < 0,4,
genügt, worin
R1 der optische Reflexionskoeffizient der ersten Endfläche des Resonators und
R2 der optische Reflexionskoeffizient der zweiten Endfläche des Resonators
sind;
das Produkt aus der Breite s der streifenförmigen aktiven Schicht und der Länge L des Resonators folgender Bedingung genügt:
s × L < 130 [µm²],
mehrere Bereiche (240) von einem zum Leitfähigkeitstyp der zweiten Überzugsschicht (4) entgegengesetzten Leitfähigkeitstyp in Richtung der Längsachse des Resonators periodisch angeordnet sind, um einen Stromweg auszubilden, der mit der Periode
γ/2 × λ/n
periodisch ist, worin γ eine natürliche Zahl, λ eine Wellenlänge des Lichts im freien Raum und n der Brechungsindex der aktiven Schicht sind.

2. Halbleiterlaser nach Anspruch 1, bei welchem die Bereiche (240) stromführend sind.

3. Halbleiterlaser nach Anspruch 1, bei welchem die Bereiche (240) Zonen mit hohem elektrischem Widerstand sind.

4. Halbleiterlaser nach Anspruch 1, bei welchem an mindestens einer der Endflächen des Resonators Spiegeleinrichtungen angeordnet sind und einen mit einer Metallschicht beschichteten Isolierfilm (231) aufweisen.

5. Halbleiterlaser nach Anspruch 4, bei welchem an die Dicke t des Isolierfilms (231) ungefähr
t = γ/2 × λ/n
ist, wobei γ eine natürliche Zahl, λ eine Wellenlänge des Lichts im freien Raum und n ein Brechungsindex des Isolierfilms (231) sind.

6. Halbleiterlaser nach Anspruch 5, bei welchem der Isolierfilm (231) aus einem Material besteht, das aus AlN, SiO₂, SiN₄, GaN, BN und Al₂O₃ ausgewählt ist.

7. Halbleiterlaser nach Anspruch 6, bei welchem das Metall aus einem Material ist, das Au, Al, Mo und W ausgewählt ist.