JP2009518833A - 広帯域スペクトル発光を有するレーザ光源 - Google Patents

Abstract

量子ドットレーザは、基底状態光学遷移において動作する。係るレーザは、広帯域（好ましくは１５ｎｍ以上）の発光スペクトルかつ高出力パワー（好ましくは１００ｍＷ以上）を持つ。特定の測定値が最大有効ポンプレベル、レーザ活性領域内の量子ドットの総数、量子ドット基底状態へのキャリア緩和、及び量子ドット基底状態からのキャリア励起を制御する。一つの実施態様では、量子ドット励起状態光学遷移でのレーザ発振を抑制するために、波長選択損失がレーザ共振器内に導入され、これにより、発光スペクトルの帯域幅が増加する。

Description

本発明は半導体レーザ、より具体的には広帯域発光スペクトルを有する半導体レーザに関する。

狭帯域スペクトル出力がレーザに関してしばしば高く評価されているが、或る特定の用途にとっては、広域スペクトル帯域幅を有するレーザ発振スペクトルが望ましい。具体的には、多くの縦モードを有するレーザスペクトルが、モードロック型レーザにとって極めて望ましい。なぜならば、パルス幅が一般に、スペクトル帯域幅に対して反比例するからである。また、広帯域レーザスペクトルは、出力放射がいくつかの独立したチャネルにスペクトル分割されることを条件として、光通信システムにおいて有用である。このようなシステムは、単一の広帯域レーザに基づくことができ、従って、各波長チャネルがその固有のレーザ源を必要とする、数個のレーザを基にした、より一般的な波長分割多重（ＷＤＭ）システムと比較して、製造の簡単さ、及びより低いコストの面で有利となる。

極めて広域の光学発光スペクトル、いわゆるスーパーコンティニュウム光発生装置が当業者に知られている。これらの装置は、例えば米国特許第６，８１３，４２３号明細書に記載されているように、十分に長い強非線形光学物質、例えば光ファイバーを通る短光パルスの伝搬を利用する。発光スペクトル範囲は極めて広い(例えば数百ナノメートル)ことが可能であるが、このような装置は通常、あまりコンパクトではない。

発光ダイオード（ＬＥＤ）及びスーパールミネッセント発光ダイオード（ＳＬＥＤ）は、広域スペクトル範囲で発光することができる。しかしながら、これらのデバイスは典型的には、レーザデバイスと比較して効率が低いという特徴があり、そしてこれらの出力は典型的には低い。従って、ＷＤＭシステムのための光源として使用されると、ＬＥＤ又はＳＬＥＤは、ＷＤＭシステムの１スペクトル・チャネル当たり制限されたパワーしか提供しない。

広帯域レーザ源の例は、米国特許第６，６２８，６８６号明細書に開示されている。この特許明細書には、有効バンドギャップ・エネルギーが改変されたＩｎＧａＡｓＰ活性構造を有するレーザが記載されている。空間的に変化する発光スペクトルは、多波長における発光、又は広帯域内の発光を可能にする。しかしながら、この解決手段は、米国特許第６，６１１，００７号明細書に開示されているように急速熱アニールによるバンドギャップ特性の成長後の改変を利用する製造方法の複雑さに遭遇する。

レーザの発光スペクトルの帯域幅は基本的には、光学利得スペクトル幅によって制限されるので、広帯域レーザは、広域利得スペクトルを有する活性領域を含むことが望ましい。このことは、量子ドットアレイを用いて容易に達成される。量子ドットは、ド・ブロイ波長のオーダーのサイズを有し、これにより、閉じこめられた電子及び正孔のエネルギーレベルの量子化を生み出す三次元半導体構造である。自己組織化量子ドット（以後量子ドットとする)としても知られるStranski-Krastanow量子ドットが、理想的な量子ドットを実用化したものとして最近出現している。

自己組織化エピタキシャル法によって形成された量子ドットは、典型的には、寸法、化学組成、形状、歪み、並びに、量子ドット内の量子状態エネルギーに影響を及ぼす、量子ドットの他のパラメータの必然的な非一様性によって引き起こされる量子状態の不均一な広がりによって特徴づけられる。発光デバイスにおける使用のために意図された量子ドットにおいては、高い一様度が通常高く評価されるものの、或る程度の量の非一様性は、量子ドット状態の有意な不均一な広がり、ひいては或るポンプ・レベル下での広域利得スペクトルを提供することができる。

一例として低閾値電流密度、低アルファ係数、低減された温度感受性、及び拡張された発光波長範囲を含む、レーザの活性領域において使用する場合の量子ドットの他の特性も、量子ドット・レーザを、特定の用途のための量子井戸レーザよりも有利にする。

米国特許第６，７６８，７５４号明細書には、少なくとも百ナノメートルの広波長範囲にわたって連続的に延びる利得スペクトルを有する量子ドット・レーザ活性領域を含む波長可変レーザが開示されている。波長可変レーザシステムの別の例として、米国特許第６，８１６，５２５号明細書には、波長可変レーザ、及び広い動作波長範囲を有するレーザのアレイにとって有益である、光学利得スペクトルの不均一な広がりを生成することができる方法が開示されている。従来の波長可変レーザは典型的には、広い光学バンド内の十分な光学利得を提供することができる量子ドット活性領域と、レーザダイオードによって発光される関心波長を選択するための波長選択素子(例えば波長の関数となる反射率を有する素子)とを含んだ。

従来技術の量子ドット波長可変レーザの１つの利点は、量子ドット活性領域の広いチューニング範囲によって、波長分割多重用途のための数多くの異なる動作波長を有する多波長レーザアレイを、単一の量子ドットレーザ・ウェハーから製造するのが可能になることである。従来技術の多波長レーザアレイの１つの欠点は、ＮチャネルＷＤＭシステムのための光源が、少なくともＮ個のレーザデバイスを含むようになっていることである。その結果、製造が付加的に複雑になり、追加の費用がかかることになる。従って、ただ１つのレーザ装置を含む、ＷＤＭシステムのためのコンパクトで低廉な光源が、この分野で必要とされている。

本出願は、「Laser Source with Broadband Spectrum Emission」と題された２００６年４月２６日付で出願された仮特許出願第６０／７４５，６４１号明細書、及び「Laser Source with Broadband Spectrum Emission」と題された２００６年１０月３０日付で出願された仮特許出願第６０／８６３，４４３号明細書に開示された発明を主張する。これらの米国特許仮出願の３５ＵＳＣ第１１９条（ｅ）項に基づく利益をここに主張し、また上記出願は参照として本願に組み込まれる。

これは、「Laser Source with Broadband Spectrum Emission」と題された２００５年１２月７日付で出願された同時係属中の特許出願第１１／２９５，９４５号の一部継続である。上記出願を参考のため本明細書中に引用する。

本発明は、広帯域（好ましくは少なくとも１５ｎｍ）スペクトルで高出力レベル（好ましくは少なくとも１００ｍＷ、より好ましくは少なくとも１５０ｍＷ。これは１ｎｍ当たり１０ｍＷに相当する）の発光が可能な、製造しやすいコンパクトで低廉なレーザデバイスを開示する。パラメータのこの組み合わせは、このようなレーザデバイスを、ＷＤＭシステム用の光源として有用なものにし、そして複雑で高価な数多くのレーザ、例えば波長可変レーザの代わりとなる。

本発明は、半導体マトリックス内に配置された半導体量子ドット活性領域を含むレーザ量子ドットレーザを特徴とする。量子ドットは、両タイプ（すなわち電子及び正孔）のキャリヤを局在化させることができ、そして各タイプのキャリヤに対して少なくとも１つの（基底）状態量子エネルギーレベルを有する。これらの基底状態エネルギーレベルは、量子ドットの寸法、形状、又は量子エネルギーレベルに影響を及ぼす他のパラメータの変動に起因して、不均一に広げられる。

レーザは、量子ドットの基底状態光学遷移において動作することができ、この場合、レーザの活性領域、レーザ設計、及び動作条件は、出力レーザ発振スペクトルのスペクトル幅が、好ましくは少なくとも１５ｎｍであり、光学パワーが、好ましくは少なくとも１００ｍＷであるように最適化される。好ましい実施態様の場合、光学パワーは少なくとも１５０ｍＷである。

好ましい実施態様の場合、スペクトルパワー密度は好ましくは、少なくとも７ｍＷ／ｎｍである。より好ましい実施態様の場合、スペクトルパワー密度は好ましくは、少なくとも１０ｍＷ／ｎｍである。ここで論じられる例は、スペクトルパワー密度が少なくとも１０ｍＷ／ｎｍである実施態様を示す。しかしながら、いくつかの用途では、１０ｍＷ／ｎｍは余りにも過剰であることがあり、より低いスペクトルパワー密度(例えば５ｍＷ／ｎｍ)で十分である。

広い帯域幅と高いスペクトルパワー密度とを組み合わせることにより、広帯域レーザの発光スペクトルをいくつかの独立したスペクトル・チャネルにスペクトル分割することができ、また、少なくとも１つのスペクトル・チャネルにおける出力は十分に高く、例えば１０ｍＷを上回る。このことは、広帯域量子ドットレーザが、単一のレーザ源を含むＷＤＭシステムのための光源の主構成部品として使用されるのを可能にする。

より具体的には、十分な帯域幅及び十分なスペクトルパワー密度を有する量子ドットレーザの動作を保証するために、特別な手段を提供することができる。これらの手段の一例としては、最大有効ポンプレベルの制御、レーザ活性領域内の量子ドット総数の制御、量子ドット基底状態へのキャリヤ緩和の制御、量子ドット基底状態からのキャリヤ励起の制御が挙げられる。一実施態様では、量子ドット励起状態光学遷移時のポンプ誘導レーザ発振を抑制するために、スペクトル選択損失をレーザ共振器内に導入し、これにより、基底状態レーザ発振のダイナミックレンジを拡張し、そしてレーザ発光スペクトルの帯域幅／スペクトルパワー密度を増大させる。

・レーザパラメータ
レーザ動作を達成するために、活性領域は、レーザ空洞内の総光学損失の釣り合いをとるのに十分な光学利得を提供するべきである。半導体媒質において、光学利得は典型的には、光学利得スペクトルと呼ばれる特定のスペクトル範囲全体にわたって分布される。特定の利得スペクトル形状は、半導体の状態密度によって、そして或る程度、ポンプレベルによって決定される。

図１ａを参照すると、曲線１１は、半導体レーザの光学利得の典型的な波長依存性を示す。利得スペクトルの最大値に対応する波長は、λ_maxとして示される。曲線１２は、レーザ共振器内の光学損失のスペクトル依存性を示す。これは、空洞縦モードとも呼ばれる一連の比較的狭い空洞共振を表す。図１ａに示されているように、典型的には多数の縦モードが利得スペクトル内部にある。隣接する縦モード間には分離（δλ）が存在する。

ポンピング（Ｉ）に応答して、例えば駆動電流、又は光学ポンプパワーを介して、光学利得が生じる。ポンピングがレーザ閾値(Ｉ_th)として知られる特定レベルに達するのに伴って、利得スペクトルの最大値は、ほぼ総光学損失（破線１３で示す）のレベルに達する。種々のポンプレベルＩ₁，Ｉ₂，及びＩ₃におけるそれぞれ典型的なレーザ発光スペクトル１４，１５，及び１６は、図１ｂに示されている。先ず、ポンプレベルがレーザ閾値（Ｉ₁〜Ｉ_th）に近接すると、利得スペクトルの最大値にほぼ相当する縦モード波長で、レーザ発振が始まる（曲線１４）。

ポンプレベルが閾値（Ｉ₂及びＩ₃）を上回って高くなるにつれて、レーザの出力は増大する。理想的には、出力スペクトルは、単一の狭い線に相当する、最大利得が達成される縦モード波長にとどまる。しかしながら、単一周波数レーザ動作を保証するために特別な手段が提供されない場合には、スペクトルは典型的には、利得最大値の波長に近接するようにスペクトル的に位置する多数の空洞縦モードを含む(曲線１５及び１６）。さらに、図１ｂに示されているように、レーザ動作に関与する縦モード数は、ポンプレベルの上昇に伴って増大する。これは、発光スペクトルの全スペクトル幅（Δ）、すなわち、包絡スペクトル曲線１７の幅が、ポンプレベルが高くなるにつれて広くなることを意味する。

多周波数レーザ発振は、２つの理由に由来して考え出されたものである。第１の理由は、すでに述べたように、利得スペクトル幅と比較して、隣接するモードのスペクトル間隔が密であることである。結果として、利得最大値に近接して、いくつかのモードが位置する。基本的性質である第２の理由は、不均一な利得飽和、つまりスペクトル・ホール・バーニングと呼ばれる現象である。この現象は、光学パワーを有するレーザ発振波長の周りの光学利得を低減する。図２に概略的に示されているように、初期利得スペクトル２１は、いわゆる「スペクトルホール(spectral hole)」２３が形成されるため、高いポンプレベルにおいて曲線２２に変化する。手短に述べると、誘導放出によって形成された空の状態は、次の誘導再結合事象が行われる前に補充されなければならない。この補充プロセスの速度が制限されると、これは、レーザ発振に関与する電子状態におけるキャリヤの欠乏をもたらす。不均一な利得飽和は、サイド（非レーザ発振）モードが利得の点で好まれるようになるので、安定な単一周波数動作を達成するのを難しくするおそれがある。結果として、ポンプレベルが上昇すると、より多くのモードが励起される。

不均一利得飽和は、異なる利得媒質において、具体的には半導体レーザにおいて見いだすことができる。基本的には、レーザ発光スペクトルの帯域幅は、利得スペクトルのスペクトル幅によって制限される。この観点において、半導体活性領域は、広帯域レーザ発光を達成するために好都合である。それというのも、利得スペクトルが、典型的な固体レーザと比較して著しく広域であるからである。さらに、半導体レーザは極めてコンパクトであり、低廉であり得る。しかしながら、多周波数ＱＷレーザのスペクトル幅は、典型的には１０ｎｍ未満である。なぜならば、不均一利得飽和の効果が比較的低いからである。この後者の事実は、量子井戸における極めて高速のキャリヤ励起／緩和プロセスと関連する。誘導放出プロセスによるフォトン放出後に、空の電子状態が利用可能になるとすぐに、電荷キャリヤはこれらの状態を素早く補充して、これらを別のフォトン放出事象に対する準備が整った状態にする。

量子ドット・アレイでは、著しく異なる状況が生じる。量子井戸とは対照的に、不均一に広げられた基底状態レベル内の異なるエネルギーの量子ドット電子状態は、異なるサイズ、形状、又は量子エネルギーに影響を及ぼす他のパラメータを有する空間的に分離された量子ドットに属する。従って、量子ドットレーザの場合、利用可能な量子ドットの特定の一部だけが、つまり、レーザ遷移にほぼ等しい光学遷移エネルギーを有する量子ドットだけが、レーザ発振プロセスに関与する。他の量子ドットは、レーザ発振ドットに電荷キャリヤを提供するリザーバとして作用する。しかし、このような相互作用は強く抑制することができる。なぜならば、電荷キャリヤは、先ず第１量子ドットからマトリックス又は湿潤層へ励起させられ、次いで活性領域を横切って第２ドットへ移動し、そして最後に第２ドットによって捕捉されるようになっているからである。結果として、補充プロセスを量子ドットレーザにおいて顕著に減速し、従ってサイドモードによるレーザの発光スペクトルの広がりを著しく増強することができる。

量子ドットレーザにおいて可能な、発光スペクトルの顕著な広がりは、本発明の目的に照らして有益である。広帯域発光スペクトルは、帯域幅が十分であること、例えば１５ｎｍを上回ることを条件として、いくつかの独立したスペクトル・チャネルにスペクトル分割することができる。従って、広帯域量子ドットレーザは、単一のレーザ源を含むＷＤＭシステムのための光源の主構成部品として使用することができる。このことは、多波長レーザアレイを含む従来技術の光源と比較して、製造上の付加的な複雑さ、及び追加の費用を回避する。

十分な発光スペクトル帯域幅に加えて、量子ドットレーザが、1チャネル当たり十分な光学パワーを提供できることが望ましい。これを達成するために、量子ドットレーザは、出力放射の十分な光学パワー、又は換言すれば、十分なスペクトルパワー密度を提供しなければならない。しかしながら、広い帯域幅と高いスペクトルパワー密度との要件はしばしば互いに相反する。確かに、上記考察から明らかなように、量子ドット状態への電荷キャリヤの低速の緩和が、広帯域レーザ動作にとって望ましい。しかしながら、低速のキャリヤ緩和は、ルミネッセンス及びレーザ作用の効率低下をもたらし(例えばBenisty他、「Intrinsic mechanism for the poor luminescence properties of quantum-box systems」、 Phys. Rev. B 44(19)、1991年11月、第10945-10948頁)、ひいては量子ドットレーザからの出力低下をもたらすと予測されている。

発光スペクトルは主として、量子ドット総数Ｎ_QDに対する、レーザ発振プロセスに関与する量子ドット数Ｎ_lasの比によって決定される。量子ドット総数Ｎ_QDは単に、活性領域の面積ＷＬ(Ｗはレーザ・ストライプ幅であり、Ｌは空洞長である）と、量子ドットの有効表面密度ｎ_QD（１エピタキシャル平面当たりの量子ドットの表面密度を、レーザの活性領域における量子ドット平面数で掛け算したもの）との積である。

活性領域のほとんど全てのドットがレーザ発振に関与する場合（Ｎ_las≒Ｎ_QD）、レーザ発光スペクトル帯域幅Δは、不均一に広げられた基底状態光学遷移のスペクトル幅σにほぼ等しい。しかしながら、光学遷移エネルギーがレーザ遷移エネルギーとほぼ等しい数個の量子ドットだけがレーザ発振に関与する場合には、帯域幅は極めて狭い(例えば単一の縦モードの幅のオーダー)。

単一量子ドットを通る再結合電流が、その最大値Ｉ_QD（この値は量子ドット基底状態レベルへのキャリヤ緩和（捕捉）の速度によって制限される）を超えることができないことを考慮に入れるならば、レーザ発振に関与する量子ドット数を推定することができる。

ここでｅは電子電荷であり、そしてτ_cは、量子ドット基底状態レベルまでのキャリヤ捕捉時間である。係数２は、基底状態レベルのスピン縮退に相当する。

出力は次のように与えられる。

ここでεは基底状態光学遷移のフォトンエネルギーであり、η_Dは微分量子効率であり、Ｉはポンプレベルであり、そしてＩ_thはレーザ閾値である。

次いで、スペクトルパワー密度ｐが、発光スペクトル帯域幅に対する量子ドットレーザの総出力Ｐの比である平均スペクトルパワー密度として推定される。

レーザ閾値は、活性領域面積、レーザにおける光学損失、飽和利得(基底状態光学遷移時に利用可能な最大光学利得レベル）、量子ドット基底状態レベルまでのキャリヤ緩和時間、量子ドット基底状態レベルからのレーザキャリヤ励起、及びキャリヤ放射再結合時間に依存する。微分量子効率は、レーザにおける光学損失、具体的には内部損失、及び量子ドット基底状態レベルまでのキャリヤ緩和時間に依存する。特定の他のパラメーターが、量子ドットレーザの閾値及び微分量子効率に、或る程度影響を与え得る。

出力パワーは、ポンプレベルの上昇とともに増大する。しかし、或る特定の効果が、最大有効ポンプレベルＩ_maxを制限し、ひいては量子ドットレーザからの最大有効パワーを制限することがある。図３ａに示されたこれらの効果の１つは、サーマル・ロールオーバー、すなわち、活性領域の温度の上昇によって引き起こされる、また、温度に対するレーザ特性(閾値及び微分効率)の感度によっても引き起こされる、ポンプレベルによる出力の飽和である。別の効果は、壊滅的光学ミラー損傷（ＣＯＭＤ）であり、これは、図３ｂに示されているように、出力が或る危険レベルに達するのに伴う、レーザの出力ミラー（ファセット）の突然の、不可逆的な、且つ急速な劣化である。

有効ポンプレベルを制限し得る他の効果は、ポンプ誘導励起状態レーザ発振である。基底状態（ＧＳ）エネルギーレベルに加えて、量子ドットはしばしば、少なくとも１つの励起状態（ＥＳ）エネルギーレベルを制限する。全てのレベルは不均一に広げられるが、これらの光学遷移に対応するスペクトルバンドは、十分に分離されており（例えば約１００ｎｍ）、そして光学試験において容易に区別することができる。量子ドットレーザに関しては基底状態レーザ発振が通常評価される。量子ドット活性領域は典型的には、基底状態光学遷移のスペクトルバンドが或る特定の用途のための有効波長インターバルに当たるように設計されている。同時に、励起状態光学遷移の十分に分離されたスペクトルバンドは、その用途のための有効波長インターバルを逸することがあり得る。

図４ａは、種々のポンプレベルＩ₁，Ｉ₂，及びＩ₃における量子ドットレーザの発光スペクトル４１，４２，４３を概略的に示す。ポンプレベルが相対的に低い（Ｉ₁）場合、発光スペクトルは、基底状態光学遷移の波長に相当するただ１つのスペクトルバンド４４を含有する（曲線４１)。ポンプレベルが、励起状態レーザ発振閾値（Ｉ_ES）としばしば呼ばれる特定の値（Ｉ₂）に達すると、付加的な短波長帯域４５が、レーザ発光スペクトル（曲線４２）に現れることがある。

図４ｂは、図４ａの量子ドットレーザのポンプレベルに対する、出力の依存性を示す。曲線４６は、発光スペクトルの基底状態バンド４４のパワー（Ｐ_GS）に相当し、曲線４７は、発光スペクトルの励起状態バンド４５のパワー（Ｐ_ES）に相当し、そして曲線４８は、レーザの全パワー（Ｐ_GS＋Ｐ_ES）に相当する。ポンプレベル（Ｉ）が励起状態レーザ発振閾値（Ｉ_ES）を上回って増大するにつれて、基底状態バンドのパワー４６が飽和する。総発光パワーの更なる成長は、図４ｂに示されているように、専ら、励起状態バンドのパワーの増大によって引き起こされる。

活性領域における有限数の量子ドットと相俟った、基底状態レベルへの低速のキャリヤ捕捉／緩和、及び基底状態レベルからの効率的な熱イオン放出が、基底状態光学遷移時に利用可能な出力の制限に関与していると想定される。

・広帯域高出力量子ドットレーザ
本発明は、量子ドット活性領域の最適化方法、及び発光スペクトルの帯域幅を最大化するレーザ設計を提供し、そして好ましくは、十分に高いスペクトルパワー密度を同時に達成する。従って、本発明のレーザは好ましくは、スペクトル帯域幅及び光学パワーを制御する制御手段を含む。これらの手段の一例としては、最大有効ポンプレベルの制御、レーザ活性領域内の量子ドット総数の制御、量子ドット基底状態へのキャリヤ緩和、及び量子ドット基底状態からのキャリヤ励起の制御が挙げられる。

結果として、レーザの発光スペクトル帯域幅は、好ましくは少なくとも１５ｎｍであり、そして光学パワーは少なくとも１００ｍＷである。好ましい実施態様の場合、光学パワーは少なくとも１５０ｍＷである。

本発明の実施を、一例として特定の量子ドット活性領域に関してここに説明する。好ましい実施態様において詳細に説明するこの量子ドット活性領域は、ＩｎＡｓ／ＩｎＧａＡｓエピタキシャル系に基づいており、ほぼ１．３μｍにおいて発光することができる。特に断りのない場合には、下記パラメータセットが仮定される。

空洞長：１ｍｍ
空洞幅：５μｍ
ファセット反射率：１００％／１０％
ポンプレベル：ＣＷレジームにおける３００ｍＡ駆動電流と等価
飽和利得：１量子ドット平面当たり６ｃｍ^-1
内部損失：３ｃｍ^-1
基底状態レベルまでのキャリヤ緩和時間：２ｐｓ
基底状態レベルからのキャリヤ励起時間：２０ｐｓ
キャリヤ放射寿命：１ｎｓ
フォトンエネルギー：０．９５ｅＶ
面内量子ドット密度：５ｘ１０¹⁰ｃｍ^-2
量子ドット平面数：７
基底状態レベルの不均一な広がり：５０ｎｍ
これらのパラメータのうちのいくつかは、スペクトル特性及びパワー特性に対する効果を実証するために、変化させられる。

この説明のための例におけるターゲットとなるレーザパラメータは、好ましくは少なくとも１５ｎｍである発光スペクトル帯域幅Δ、及び好ましくは少なくとも１０ｍＷ／ｎｍである平均スペクトルパワー密度ｐを含むので、総光学パワーＰは少なくとも１５０ｍＷである。別の実施態様は、より緩和されたパラメータを含む。いくつかの例は、少なくとも１００ｍＷの総光学パワー及び／又は少なくとも７ｍＷ／ｎｍのスペクトルパワー密度を含む。別の例は、特定の用途のためのさらに小さなスペクトルパワー密度を含む。

特定の所要レーザパラメータセット、及び特定の量子ドット活性領域に関連して本発明を説明するが、本発明の方法を、他の量子ドット活性領域において、また、他の所要パラメータ集合に対して、本発明の思想を逸脱することなしに効率的に実施し得ることは当業者には明らかである。

・最大有効ポンプレベルの制御
レーザの特性に対するポンプレベル（Ｉ）の効果が、図５に示されており、この図において、スペクトルパワー密度ρが帯域幅Δの関数として示されている。ρ−Δ曲線の異なる点は、ポンプレベルが曲線の左手端部から右手端部へ向かって増大する異なるポンプレベルに相当する。図５の斜線領域は、所期パラメータ（Δ≧１５ｎｍ、ρ≧１０ｍＷ／ｎｍ）を満たすレーザ特性のフィールドを表す。

ポンプレベルが上昇するにつれて、発光スペクトル帯域幅は、量子ドット基底状態レベルまでのキャリヤ緩和速度が制限されるという上述の効果により増大する。同時に、量子ドットレーザの出力パワーも増大する。最初は、出力パワーは帯域幅よりも速く上昇する。その結果として、スペクトルパワー密度が増大する。図５において、ρ−Δ曲線の初期部分は、略９０ｍＡ未満のポンプレベルに相当する。

より高いポンプレベル（Ｉ＞１８０ｍＡ）において、出力パワー、及び発光スペクトル帯域幅は互いに線形に変化する。結果として、スペクトルパワー密度は、存在するパラメータセットに関してほぼ１３ｍＷ／ｎｍである特定のレベルにおいて飽和する。しかし、帯域幅はポンプレベルとともに上昇し続けるので、帯域幅は十分に広いことが可能である。図５のデータの場合、帯域幅は、２８０ｍＡのポンプレベルで１５ｎｍもの広さになる。ポンプレベルがさらに３７０ｍＡまで高められるならば、帯域幅は一層大きくなり、例えば２０ｎｍになることが可能である。

この例は、量子ドット活性領域のパラメータ及びレーザ設計が正しく最適化されるならば、レーザ発光スペクトル帯域幅が１５ｎｍを超えることができる一方、スペクトルパワー密度が１０ｍＷ／ｎｍを超えることができることを実証する。この例において、ポンプレベルは十分に高い値に達することもできる。

しかしながら、ポンプレベルが十分に高い値に達することができないならば、レーザの特性は所期パラメータ（Δ≧１５ｎｍ、ρ≧１０ｍＷ／ｎｍ)を満たすことはできない。例えば、量子ドットレーザの有効ポンプレベルが、或る理由(例えば壊滅的光学ミラー損傷)のために１８０ｍＡに制限されるならば、帯域幅は、図５に示されたデータによれば、１０ｎｍを超えることはできない。従って、本発明の量子ドットレーザは、最大有効ポンプレベルを高めるための制御手段を提供する。一実施態様の場合、最大有効ポンプレベルは、出力パワーのサーマル・ロールオーバーを抑制することによって高められる。別の実施態様の場合、最大有効ポンプレベルは、壊滅的光学ミラー損傷を抑制することによって高められる。さらに別の実施態様の場合、最大有効ポンプレベルは、量子ドット励起状態光学遷移時のポンプ誘導レーザ発振を抑制することによって高められる。

出力パワーのサーマル・ロールオーバーは、当業者に知られたいくつかの方法によって抑制することができ、好ましくはこれらの方法の組み合わせによって抑制される。第１に、レーザのパワー変換効率が増大するならば、すなわちより多くの入力パワー（光学的又は電気的）が出力パワーに変換されるならば、サーマル・ロールオーバーは抑制される。パワー変換効率を増大させる周知の方法、例えばレーザ閾値を減少させる方法、微分量子効率を増大させる方法、又はレーザダイオードの直列抵抗を減少させる方法が当業者には明らかである。

第２に、サーマル・ロールオーバー挙動を無視することができ、従って、活性領域が適切に温度安定化されれば、最大有効ポンプレベルを増大させることができる。これを目的として、レーザはヒートシンク上に適切に取り付けられる。好ましくは、ヒートシンク位置は、レーザの活性領域に最大限に近接される。ｎ型基板上で成長するダイオードレーザの場合、このような取り付けスキームは「ｐ側ダウン(p-side down)」取り付けとして知られる。例えば、ヒートシンクの許容可能な温度レベルは、熱電ペルチェ冷却器を使用して安定化することができる。

第３に、アクティブ領域のデバイス特性（先ず第１に、閾値及び微分量子効率)の、温度に対する依存性が弱い場合、サーマル・ロールオーバーの機会は著しく低減される。この状況において、レーザの活性領域内の温度上昇がレーザ出力に与える効果は限定的である。このことと関連して、量子ドットレーザは、温度安定性を有意に改善することができる。例えば、活性領域の正しく最適化されたp型ドーピングによって、量子ドット・ダイオードレーザにおける閾値電流密度の完全な温度に感度のない挙動が、５〜７５℃の温度範囲全体にわたって最近実証された（S. Fathpour他、「The role of Auger recombination in the temperature-dependent output characteristics (T₀=∞) of p-doped 1.3 μm quantum dot lasers」, Appl. Phys. Lett. 85(22)、2004年11月、第5164-5166頁）。別の例において、米国特許第６，８７０，１７８号明細書には、量子井戸対から量子ドット内へのキャリヤの共鳴トンネル注入を採用することにより、量子ドットレーザの温度に対する感度を低減する方法が示されている。

レーザの出力ミラーの壊滅的光学ミラー損傷は、当業者に知られたいくつかの方法によって抑制され、そして好ましくはこれらの方法の組み合わせによって抑制される。第１に、出力レーザのファセットが、水蒸気、酸素、及び、誘電体塗布及び当業者に知られたその他の不動態化方法によるその他の試薬に対して適切に保護されるならば、結果として損傷をもたらす絶対光学パワーを増大させることができ、ひいては最大有効ポンプレベルを高めることができる。第２に、活性領域は好ましくは、光学損傷に対する高い抵抗性によって特徴づけられるような材料から製造される。例えば、ヒ素化合物系半導体化合物の中で、損傷レベルは、ＡｌＧａＡｓからＧａＡｓへ、そしてＧａＡｓからＩｎＧａＡｓへ向かって高くなる。この例では、活性領域を製造するために、ＩｎＧａＡｓが好ましくは使用され、そしてＡｌＧａＡｓが好ましくは避けられる。これと関連して、典型的にＩｎＡｓ又はＩｎＧａＡｓから形成される自己組織化量子ドットは、光学損傷に対する高い堅牢性を提供するはずである。第３に、有効光学モードサイズが増大させられるならば、結果として損傷をもたらす絶対光学パワーを増大させることができ、ひいては最大有効ポンプレベルを高めることができる。このことは結果として、光学パワー密度の減少をもたらし、そして、周知のモードプロフィール設計方法によって、例えば十分に広い導波路層及び／又は導波路層とクラッド層との間の低い光学コントラストを用いることによって達成される。

本発明の量子ドットレーザにおける励起状態レーザ発振の励起は、好ましくは抑制される。一実施態様の場合、量子ドット励起状態光学遷移時のレーザ発振を抑制するために、スペクトル選択損失がレーザ共振器に導入される。従って、量子ドットレーザの最大有効ポンプレベルは、スペクトル選択損失を有さないレーザと比較してさらに増大する。一実施態様の場合、スペクトル選択損失は、レーザの少なくとも一つのミラーのスペクトル選択反射によって導入される。一つのミラーは好ましくは、半導体又は誘電体分布ブラッグ反射器（ＤＢＲ）である。ＤＢＲミラーの反射スペクトルは好ましくは、ＤＢＲが基底状態光学遷移波長に対して十分に高い反射率を提供し、そして同時に、第１の励起状態光学遷移波長に対して十分に低い反射率を提供するように設計される。

別の実施態様の場合、レーザ共振器にスペクトル選択吸収体を導入することにより、スペクトル選択損失が達成される。スペクトル選択吸収体は、量子井戸、又は活性領域内の量子ドットの第１励起状態光学遷移の光学遷移エネルギーとほぼ一致する基底状態光学遷移エネルギーを有する量子ドットのアレイであってよい。従って、吸収体は、長波長放射線、例えば活性領域の基底状態光学遷移に対してほぼ透明である。同時に、吸収体は短波長放射線、例えば活性領域の励起状態光学遷移を効果的に吸収する。

・レーザ活性領域内の量子ドット総数の制御
前述のように、活性領域内の量子ドット総数は、活性領域面積と、量子ドットの有効表面密度（量子ドットの面内表面密度を、レーザの活性領域における量子ドット平面数で掛け算したもの）との積である。活性領域内の量子ドット総数は、レーザの特性の多くに影響を与えることができ、その結果、スペクトルパワー密度及び帯域幅を変化させることができる。従って、本発明のレーザは活性領域内の量子ドット総数を制御するので、スペクトルパワー蜜度及び帯域幅は好ましくは同時に最適化される。

図６ａから図６ｃは、活性領域内の量子ドット数が可変である量子ドットレーザにおける、スペクトル帯域幅とスペクトルパワー密度との相関関係を示し、量子ドット数は、量子ドットの有効表面密度を種々の方法で変化させることによって調節される。

レーザの特性に対する量子ドットの有効表面密度の効果が、図６ａに示されており、この図において、スペクトルパワー密度ρが帯域幅Δの関数として示されている。ρ−Δ曲線の個々の点は、密度が曲線の左手端部から右手端部へ向かって減少する、量子ドットの個々の有効表面密度（ｎ_QD）に相当する。斜線領域は、所期仕様（Δ≧１５ｎｍ、ρ≧１０ｍＷ／ｎｍ）を満たすレーザ特性のフィールドを表す。

量子ドットの有効表面密度が一定のポンプレベルに対して減少するにつれて、活性領域内の状態密度が低減されるため、発光スペクトル帯域幅は増大する。同時に、量子ドットレーザの出力パワーはほぼ一定のままである。なぜならば、レーザの閾値及び微分量子効率が、或る特定の密度インターバルを置いたドット密度とともに僅かしか変化しないからである。従って、スペクトルパワー密度は、量子ドットの有効表面密度が減少するにつれて減少する。結果として、ρ−Δ依存性は図６ａに示すように、減少曲線を示す。

一方では、相対的に高い量子ドット密度（例えば４．６ｘ１０¹¹ｃｍ^-2）において、スペクトルパワー密度は極めて高い（例えば約２０ｍＷ／ｎｍ）。しかし、スペクトル帯域幅は相対的に小さい（例えば約１０ｎｍ）。他方では、相対的に低い量子ドット密度（例えば２．７ｘ１０¹¹ｃｍ^-2）において、スペクトル帯域幅は非常に高い（例えば約２５ｎｍ）。しかし、スペクトルパワー密度は不十分である（例えば約８ｍＷ／ｎｍ）。図６ａに示されたデータによれば、量子ドットの有効表面密度が正しく最適化される（例えば２．９〜３．７ｘ１０¹¹ｃｍ^-2）ならば、量子ドット活性領域及びレーザ設計の他のパラメータも正しく最適化されることを条件として、発光スペクトル帯域幅は１５ｎｍを超える一方、スペクトルパワー密度も同時に１０ｍＷ／ｎｍを超える。

別の実施態様において、帯域幅は、ρが１０ｍＷ／ｎｍ未満であり得るほど十分に高い一方で、高い光学パワーがいまだに得られる（量子ドット活性領域及びレーザ設計の他のパラメータも正しく最適化されることを条件とする）。図６ａにおいて、これは、２．７ｘ１０¹¹ｃｍ^-2〜２．９ｘ１０¹¹ｃｍ^-2間の量子ドット密度によって示される。

レーザの幅と長さとの積である活性領域面積の効果が、同様に考察される。レーザの特性に対するレーザの幅（Ｗ）の効果が、図６ｂに示されており、この図において、スペクトルパワー密度ρが帯域幅Δの関数として示されている。ρ−Δ曲線の個々の点は、幅が曲線の左手端部から右手端部へ向かって減少する個々の幅に相当する。斜線領域は、所期仕様（Δ≧１５ｎｍ、ρ≧１０ｍＷ／ｎｍ）を満たすレーザ特性のフィールドを表す。

レーザ幅が一定のポンプレベルに対して減少するにつれて、活性領域内の量子ドット数が低減するので、発光スペクトルの帯域幅は増大する。同時に、レーザの幅が特定のインターバルを置いて変化しても、量子ドットレーザの出力パワーはほぼ一定のままである。なぜならば、微分量子効率がほとんど不変であり、そしてレーザの閾値は好ましくはポンプレベルよりも著しく低いからである。従って、レーザの幅が減少するにつれて、スペクトルパワー密度は減少する。結果として、ρ−Δ依存性は図６ｂに示すように、減少曲線を示す。

一方では、相対的に幅広のレーザ（例えば７．３μｍ）において、スペクトルパワー密度は極めて高い（例えば約２０ｍＷ／ｎｍ）。しかし、スペクトル帯域幅は相対的に小さい（例えば約１０ｎｍ）。他方では、相対的に細いレーザ（例えば３．３μｍ）に関しては、スペクトル帯域幅は極めて高い（例えば約２５ｎｍ）。しかし、スペクトルパワー密度は不十分である（例えば約８ｍＷ／ｎｍ）。図６ｂに示されたデータによれば、レーザの幅が正しく最適化される（例えば３．８〜５．４μｍ）ならば、量子ドット活性領域及びレーザ設計の他のパラメータも正しく最適化されることを条件として、発光スペクトル帯域幅は１５ｎｍを超える一方、スペクトルパワー密度も同時に１０ｍＷ／ｎｍを超える。

別の実施態様において、帯域幅は、ρが１０ｍＷ／ｎｍ未満であり得るほど十分に高い一方で、高い光学パワーがいまだに得られる（量子ドット活性領域及びレーザ設計の他のパラメータも正しく最適化されることを条件とする）。図６ｂにおいて、これは、３．３〜３．８μｍの幅とともに示される。

レーザの特性に対するレーザの長さの効果が、図６ｃに示されており、この図において、スペクトルパワー密度ρが帯域幅Δの関数として示されている。ρ−Δ曲線の個々の点は、長さが曲線の左手端部から右手端部へ向かって減少する個々の長さ（Ｌ）に相当する。斜線領域は、所期仕様（Δ≧１５ｎｍ、ρ≧１０ｍＷ／ｎｍ）を満たすレーザ特性のフィールドを表す。

レーザの長さが一定のポンプレベルに対して減少するにつれて、活性領域内の量子ドット数が低減するので、発光スペクトルの帯域幅は鋭く増大し、この効果は、光学損失を増大させることにより増強される。同時に、レーザの長さが特定のインターバルを置いて減少するのに伴って、微分量子効率が増大し、そしてレーザの閾値が減少するので、量子ドットレーザの出力パワーも増大する。しかしながら、スペクトル帯域幅は、出力パワーよりも著しく速く増大する。従って、長さが減少するにつれて、スペクトルパワー密度は減少する。結果として、ρ−Δ依存性は図６ｃに示すように、減少曲線を示す。

一方では、相対的に長いレーザ（例えば１．４６ｍｍ）において、スペクトルパワー密度は極めて高い（例えば約２０ｍＷ／ｎｍ）。しかし、スペクトル帯域幅は相対的に小さい（例えば約１０ｎｍ）。他方では、相対的に短いレーザ（例えば０．７５ｍｍ）においては、スペクトル帯域幅は極めて高い（例えば約２５ｎｍ）。しかし、スペクトルパワー密度は不十分である（例えば９ｍＷ／ｎｍ未満）。図６ｃに示されたデータによれば、長さが正しく最適化される（例えば０．８３〜１．０６ｍｍ）ならば、量子ドット活性領域及びレーザ設計の他のパラメータも正しく最適化されることを条件として、発光スペクトル帯域幅は１５ｎｍを超える一方、スペクトルパワー密度も同時に１０ｍＷ／ｎｍを超える。

別の実施態様において、帯域幅は、ρが１０ｍＷ／ｎｍ未満であり得るほど十分に高い一方で、高い光学パワーがいまだに得られる（量子ドット活性領域及びレーザ設計の他のパラメータも正しく最適化されることを条件とする）。図６ｃにおいて、これは、０．７５〜０．８３ｍｍの長さによって示される。

従って、量子ドットの有効表面密度及び活性領域の面積を適切に制御することにより、活性領域内の量子ドット総数が適切に制御されると、量子ドット活性領域及びレーザ設計の他のパラメータも正しく最適化されることを条件として、発光スペクトルの帯域幅は１５ｎｍを超え、そしてスペクトルパワー密度も同時に１０ｍＷ／ｎｍを超える。

アレイにおける量子ドットの有効表面密度は、量子ドットの面内分布を多かれ少なかれ高密度にすること（すなわち、各平面内の量子ドットの面内表面密度を制御すること)によって、又は、量子ドットのいくつかの平面を積み重ねること（すなわち、マトリックス内に順次形成される量子トッド平面の数を制御すること）によって変化させることができる。従って、本発明の量子ドットレーザにおいて、活性領域内の量子ドット総数は、一例として、マトリックス内に順次形成される量子トッド平面の数を制御すること、量子ドットの面内表面密度を制御すること、及び活性領域の面積を制御すること、を含む１つ又は２つ以上の方法によって制御される。

量子ドットの積み重ね平面数は、既存の量子ドット形成方法を用いて幅広く変化させることができる。例えば、ＧａＡｓマトリックス内の自己組織化Ｉｎ（Ｇａ）Ａｓ量子ドットは、少なくとも１０回順次繰り返すことができる。多重積み重ね量子ドット活性領域内の活性領域の構造的及び光学的な品質の劣化を防止するために、当業者に知られているようないくらかの予防措置を講じるべきである。例えば、スペーサの厚さ、すなわち隣接する量子ドット平面間に堆積されたマトリックス層の厚さは、十分に厚くなくてはならない。量子ドット平面の数が増大するほど、スペーサの最適な厚さは通常増大する。

本発明の量子ドットレーザにおける全ての量子ドット平面は、好ましくは同じ製造方法によって、そして同じ製造条件下で形成される。歪み半導体層を成長させるときに二次元成長から三次元成長への成長モードの変化を用いる成長方法であるStranski-Krastanow法が、好ましくは量子ドット形成に用いられる。この場合、全ての量子ドット平面に対する製造条件の同一性の一例としては、堆積材料の同じ成長温度、原子流束、化学組成、有効厚が挙げられる。

各平面内の量子ドットの面内表面密度は、当業者に知られた方法によって制御することができる。例えば、自己組織化量子ドットの表面密度は、堆積温度、成長速度、ヒ素流束、及びその他のようなエピタキシャル成長パラメータに対する量子ドット成長の感受性を用いて、所定の枠組み内で制御することができる。例えば、温度が上昇すると、分子線エピタキシーによってＧａＡｓマトリックス内に堆積されたＩｎＡｓ量子ドットの表面密度は減少する。加えて、量子ドットの表面密度は、周りのマトリックス材料を変化させることによって制御されることが知られている。例えば、分離が十分に狭い（例えば１〜３ｎｍ）ように、ＩｎＧａＡｓ量子ドットの堆積前に、ＩｎＡｌＡｓ量子ドットを堆積させる結果、ベアＧａＡｓマトリックス上に堆積するのと比較して、ＩｎＧａＡｓ量子ドットの表面密度が有意に増大する（３〜４倍）。また、ＩｎＡｓ量子ドットの表面密度は、下側のＩｎＧａＡｓ層内のＩｎモル分率を変化させることにより、或る程度変化させることもできる。

量子ドットの面内表面密度に影響を与える方法の１つ、又はこれらの組み合わせを用いることによって、活性領域内の量子ドットの有効表面密度を滑らかに変化させることが可能である。しかし、従来の量子ドット形成方法によって面内表面密度を広範囲に変化させることは極めて難しい。対照的に、いくつかの量子ドット平面を積み重ねることによって、活性領域内の量子ドットの有効表面密度を広範囲に変化させることが可能である。しかしながら、この方法を用いると、量子ドットの有効表面密度は、段状にしか変化させることができない。平面数が一単位だけ変化するたびに、量子ドットの有効密度は、同じ分だけ変化する。量子ドットの有効表面密度を滑らかに、且つ広範囲にわたって変化させるために、両アプローチ、すなわちマトリックス内に順次形成される量子トッド平面の数を制御すること、及び量子ドットの面内表面密度を制御することとを組み合わせることが好ましい。

活性領域の面積は、従来技術の方法によって広範囲に制御することができる。ストライプ・ジオメトリを有するレーザの場合、活性領域の面積は、レーザ長、レーザ幅、又はその両方を変化させることにより制御することができる。例えば、長さは、例えば或る特定の結晶学的原子面に沿ってレーザ・ストライプ細断（劈開）することにより、極めて正確に制御することができる。ストライプ幅は、リソグラフィ法の組み合わせによって、そしてレーザ構造の成長後エッチングによって微細に制御することができる。加えて、レーザの活性領域の面積は、高いＡｌモル分率を有するＡｌＧａＡｓアパーチャ層を選択酸化させることにより、微細に制御することができる。

レーザの面積の制御と、量子ドットの有効表面密度の制御とは互いに補完するので、量子ドットレーザの他の望ましいデバイス特性を考慮に入れることができる。例えばレーザ出力の直接変調が最適化されるように、レーザ長を選ぶことができる。また、単一空間モード動作が保証されるように、レーザ幅を選ぶこともできる。さもなければ活性領域内の量子ドットの総数をその最適値から変化させてしまう、レーザの面積の何らかの変動は、量子ドットの有効表面密度の変動を制御することによって補償することができる。

・量子ドット基底状態へのキャリヤ緩和、及び量子ドット基底状態からのキャリヤ励起の制御
量子ドット基底状態へのキャリヤ緩和時間（τ₀）がレーザの特性に与える効果が、図７に示されており、この図において、スペクトルパワー密度ρが帯域幅Δの関数として示されている。ρ−Δ曲線の個々の点は、時間が曲線の左手端部から右手端部へ向かって増大する個々のキャリヤ緩和時間に相当する。斜線領域は、好ましい仕様（Δ≧１５ｎｍ、ρ≧１０ｍＷ／ｎｍ）を満たすレーザ特性のフィールドを表す。

緩和時間が一定のポンプレベルに対して増大するにつれて、レーザ発振に関与する量子ドット状態の補充が減速されるので、発光スペクトルの帯域幅は増大する。同時に、量子ドットレーザの出力はほぼ一定のままである。なぜならば、緩和時間が特定のインターバルを置いて変化しても、レーザ閾値及び微分量子効率がほとんど不変であるからである。従って、緩和時間の増大と共に、スペクトルパワー密度は減少する。結果として、ρ−Δ依存性は図７に示すように、減少曲線を示す。

一方では、相対的に高速の、基底状態へのキャリヤ緩和（例えば１．３ｐｓ）において、スペクトルパワー密度は極めて高い（例えば約２０ｍＷ／ｎｍ）。しかし、スペクトル帯域幅は相対的に小さい（例えば約１０ｎｍ）。他方では、相対的に低速のキャリヤ緩和（例えば３．１ｐｓ）において、スペクトル帯域幅は極めて大きい（例えば約２５ｎｍ）。しかし、スペクトルパワー密度は不十分である（例えば約８ｍＷ／ｎｍ）。図７に示されたデータによれば、緩和時間は１．８〜２．６ｐｓの間隔で正しく最適化される。この場合、量子ドット活性領域及びレーザ設計の他のパラメータも正しく最適化されることを条件として、発光スペクトル帯域幅は１５ｎｍを超える一方、スペクトルパワー密度も同時に１０ｍＷ／ｎｍを超える。

キャリヤ緩和、又は換言すれば、量子ドット基底状態の補充プロセスは通常、多段プロセスである。例えば、電流注入によって活性エリア内に注入された、又はポンプ照明を吸収することによって活性エリア内に光生成された電荷キャリヤは、注入場所又は生成場所から量子ドットへ輸送されることになっている。次いで、典型的には量子ドット平面を取り囲む量子井戸層の湿潤層内に捕捉される。電荷キャリヤは典型的には、高エネルギー励起状態まで、次いで低エネルギー励起状態まで、そして最後に基底状態まで緩和する。従って、この多段緩和の速度全体は、プロセスの特定段の速度を制御することにより制御される。

量子ドット活性領域に近接したマトリックス内に配置されたエネルギーバリヤをさらに含む量子ドットレーザの例が、図８ａに示されている。図８ａにおいて、水平方向矢印は電荷キャリヤの動作を示し、そして鉛直方向の矢印はエネルギー緩和プロセスを示す。エネルギーバリヤは、量子トンネル効果に基づいて、少なくとも１つのタイプの電荷キャリヤが量子ドットへ輸送されるのを妨げることができる。バリアを通り抜ける電荷キャリヤは、破線付き矢印によって示されている。トンネル確率は、バリヤ幅及びバリヤ高さが増大するにつれて減少する。従って、少なくとも１つのタイプの電荷キャリヤによる量子ドット基底状態の補充は、これらのエネルギーバリヤの幅及び高さによって制御することができる。

別の例において、米国特許第６，８７０，１７８号明細書には、量子井戸対から量子ドット内へのキャリヤの共鳴トンネル注入を採用する量子ドットレーザが開示されている。本発明の量子ドットレーザは、図８ｂに示されているように、量子ドット活性領域に近接したマトリックス内に配置された量子井戸を含むことができる。量子井戸の状態密度は典型的には、量子ドットアレイの状態密度よりも著しく高いので、キャリヤは、量子井戸基底状態レベル（ＧＳ_QW）まで容易に捕捉される。量子井戸基底状態レベル（ＧＳ_QW）のエネルギーが、量子ドット基底状態レベル（ＧＳ）よりも高い場合、キャリヤは量子トンネル効果により、量子ドット基底状態レベル（ＧＳ）まで緩和する。量子ドット励起状態レベル（ＥＳ）と量子井戸レベル（ＧＳ_QW）との間のエネルギー分離は、緩和速度を制御することができる。量子井戸基底状態レベル（ＧＳ_QW）が量子ドット励起状態レベル（図８ｂの破線付き矢印によって示す）と共鳴状態にあると、緩和は最も効率的である（緩和時間が最も短い）。さもなければ、緩和は効率が低くなる。「共鳴」量子井戸は、量子井戸を有さないデバイスと比較して、量子ドット基底状態レベル（ＧＳ）の補充速度を高めることができる。

量子ドット基底状態からのキャリヤ励起の効果は、量子ドットレーザ内のポンプ誘導励起状態レーザ発振の効果と密接に関連する。量子ドット状態からのキャリヤ励起が高速になるにつれて（励起時間が減少する）、量子ドット基底状態レベルを犠牲にして、量子ドット励起状態レベル内により多くのキャリヤが蓄積される。その結果、励起状態光学遷移の光学利得は、量子ドット基底状態光学遷移の光学利得を上回ることができる。従って、量子ドット基底状態からの高速のキャリヤ励起は、ポンプ誘導励起状態レーザ発振を促進する。図９は、励起状態レーザ発振閾値と、キャリヤ励起時間（τ_E）との相関関係を示している。励起時間が減少するにつれて、励起状態レーザ発振閾値は低下する。従って、最大有用ポンプレベルも、励起状態レーザ発振を回避するために低下する。ポンプレベルが低下するので、レーザパラメータ、例えばスペクトルパワー密度、及びスペクトル帯域幅は、これらの望ましい値に達することができない。

対照的に、量子ドット基底状態レベルからのキャリヤ励起は比較的低速であることが、高いポンプレベル値までの基底状態レーザ発振には好ましい。従って、キャリヤ励起時間は十分に高速で（例えば＞４．８ｐｓ）、そして活性領域及びレーザ自体の他のパラメーターが最適な範囲にあるならば、広帯域の発光スペクトル（≧１５ｎｍ）、及び高いスペクトルパワー密度（≧１０ｍＷ／ｎｍ）が同時に達成される。

量子ドットからのキャリヤ励起は、１つ又はいくつかのフォノンのエネルギーがキャリヤのエネルギーに変換されるフォノン支援プロセスである。従って、量子ドット基底状態からの励起速度は、主として、熱エネルギーに対する基底状態局在化エネルギーによって支配される。基底状態局在化エネルギーは、量子ドット基底状態レベルと、キャリヤが励起されるエネルギーレベル（典型的には周囲の量子井戸又はマトリックス）との間のエネルギー分離である。熱エネルギーは、絶対温度とボルツマン定数との積である。温度の上昇は、より効率的なキャリヤ励起をもたらす（励起時間が減少する）のに対して、基底状態局在化エネルギーの上昇は、キャリヤ励起を抑制する（励起時間が増大する）。

量子ドット構造において、基底状態局在化エネルギーが十分に高いので、キャリヤ励起を効果的に抑制することができる。例えばおよそ１．３μｍのエネルギーを放出するＩｎＡｓ／ＩｎＧａＡｓ量子ドットの場合、基底状態光学遷移（０．９５ｅＶ）とＧａＡｓマトリックス・バンドギャップ（１．４２ｅＶ）との間の分離は、０．４７ｅＶもの高さである。このエネルギー分離は電子と正孔との間で分けられるようになっているが、両タイプのキャリヤに対応する基底状態局在化エネルギーは、典型的な装置動作温度（２５〜３０ｍｅＶ）における熱エネルギーよりも著しく高い。従って、キャリヤ励起時間は両タイプのキャリヤに対して十分に高いことが可能である一方、活性領域及びレーザ自体の他のパラメーターは最適な範囲にある。

・好ましい実施態様
図１０ａは、本発明の一実施態様において、ｎ−ドープ型第１クラッド層１０３、導波路層１０４、ｐ−ドープ型第２クラッド層１０５、ｐ＋コンタクト層１０６の順序で層を含む、好ましくはｎ＋ドープ型基板１０２上で成長させられた、量子ドットレーザの層状構造１０１を示している。一例において、層はそれぞれ、好ましくはｎ＋ドープ型ＧａＡｓ基板１０２、ｎ−ＡｌＧａＡｓ第１クラッド層１０３、ＧａＡｓ導波路層１０４、ｐ−ＡｌＧａＡｓ第２クラッド層１０５、及びｐ＋ＧａＡｓコンタクト層１０６である。導波路層１０４はまた、活性層１０７が埋め込まれたマトリックスの役割を演じる。図１０ｂに示されているように、活性層１０７は好ましくは、スペーサ層１０９によって分離された量子ドットのいくつかの平面１０８の連続堆積によって形成され、これらのスペーサ層はこの例ではＧａＡｓから形成される。各量子ドット平面は好ましくは、この例ではＩｎＧａＡｓ材料系内に埋め込まれたStranski-Krastanow自己組織化量子ドットの平面を表す。各平面は好ましくは、同じ成長条件下で堆積される。

一つの好ましい実施態様の場合、分子線エピタキシーによって量子ドットレーザが成長させられる。別の好ましい実施態様の場合、量子ドット平面は、ほぼ２〜３層のＩｎＡｓ単分子層を堆積させることにより形成され、次いで、ＩｎＡｓモル分率約１０〜３０％のほぼ１５〜２０層のＩｎＧａＡｓ単分子層によって覆われる。

本発明の量子ドットに関して、基底状態光学遷移は好ましくは約１．３μｍである。このスペクトル範囲は、シリカ・ファイバー又はシリコン・ウェハーの光透過にとって有用である。一つの好ましい実施態様の場合、レーザ発光スペクトルは、１．２５〜１．３２μｍ近くを中心とする。量子ドットは、電荷キャリヤのための少なくとも１つの励起状態レベルを制限する。励起状態光学遷移の波長は、約1.2μｍかそれよりも短い。

一つの好ましい実施態様の場合、量子ドットの面内表面密度は２ｘ１０¹⁰ｃｍ^-2〜８ｘ１０¹⁰ｃｍ^-2である。量子ドット平面数は好ましくは５〜１０平面であり、そしてスペーサ厚は好ましくは２０〜５０ｎｍである。一実施態様の場合、量子ドット平面は、ＧａＡｓマトリックス内に堆積され、量子ドット活性領域に近接したＧａＡｓマトリックス内に、ＡｌＡｓバリヤが堆積されている。一実施態様の場合、バリヤ幅は１〜１０層の単分子層である。一実施態様の場合、各量子ドット平面の両側に、ＡｌＡｓバリヤが配置されている。一実施態様の場合、量子ドットは、１量子ドット当たりほぼ５〜２０個の正孔のレベルでＢｅ種によってｐ型ドープされる。

第２クラッド層及びコンタクト層は、好ましくは、誘電フィルムによって保護された側壁を有するリッジ構造になるように加工される。リッジ構造は好ましくは、約３〜１０μｍの幅を有し、そして光生成を単一空間モード内部に局在化させるために役立つ。

基板の裏側には、好ましくはｎオーム・コンタクトが形成され、そしてコンタクト層の上側にはｐオーム・コンタクトが形成される。オーム・コンタクトは、当業者によく知られた方法によって製造される。基板及びコンタクト層の半導体材料に従って、金属が選択される。ｎオーム・コンタクト及びｐオーム・コンタクトに対応するＧａＡｓ系レーザ構造内には、それぞれＡｕＧｅ／Ａｕ（又はＡｕＧｅ／Ｎｉ／Ａｕ）、及びＡｕＺｎ／Ａｕ（又はＴｉ／Ｐｔ／Ａｕ、又はＣｒ／Ａｕ）が好ましくは使用される。

レーザの光学共振器は好ましくは劈開ファセットによって画定され、これらの劈開ファセットには任意には、高反射性又は低反射性誘電構造が塗布される。ファセット反射率は第１ファセットに関しては好ましくは９０％よりも高く、第２ファセットに関しては好ましくは約５〜３５％である。レーザ長は好ましくは０．３〜３ｍｍである。

製造されたレーザは好ましくは銅ヒートシンク上に、好ましくはｐ側ジオメトリにおいて取り付けられる。ヒートシンクの温度は好ましくは１０〜３０℃で安定化される。レーザは好ましくは、少なくとも３００ｍＡのＤＣ電流を供給できる電源によって順方向バイアスされる。

量子ドットレーザは好ましくは、閾値電流２０ｍＡ未満、スロープ効率０．５Ｗ／Ａ超、直列抵抗５ｘ１０^-4オームｃｍ^-2未満、閾値電流の特性温度１００Ｋ超、及びスロープ効率の特性温度３００Ｋ超である。

図１１は、本発明の一実施態様に従って製造された量子ドット・ダイオードレーザのいくつかの特性を示す。図１１ａは、駆動電流（Ｉ）に対するレーザの出力パワー（Ｐ）の依存特性を示す。最大有効ポンプ電流は３００ｍＡを超える。図１１ｂは、３００ｍＡ電流で求められたレーザスペクトルの例を示している。全スペクトル帯域幅（Δ）は約１７ｎｍである。全レーザ出力パワー（Ｐ）は１７６ｍＷであり、これは平均スペクトルパワー密度（ρ）＞１０ｍＷ／ｎｍに相当する。このスペクトルにおいて、励起状態レーザ発振バンドは観察されない。図１１ｃは、出力パワーに伴うスペクトル帯域幅（黒丸）及び平均スペクトルパワー密度（白丸）の進化を示す。広い動作条件範囲では、スペクトル帯域幅は１５ｎｍを超え、また特定の動作条件下では、平均スペクトルパワー密度も同時に１０ｍＷ／ｎｍ及びこれを僅かに上回る値に達する。

図１２は、本発明の別の実施態様に従って製造された量子ドット・ダイオードレーザのレーザスペクトルの例を示す。スペクトルは８００ｍＡで求められる一方、最大有効ポンプ電流は１０００ｍＡを超える。全スペクトル帯域幅（Δ）は約２６．５ｎｍである。全レーザ出力パワー（ρ）は２２８ｍＷであり、これは平均スペクトルパワー密度（ρ）約８．７ｍＷ／ｎｍに相当する。この実施態様の場合、平均スペクトルパワー密度は広い動作条件範囲では、７ｍＷ／ｎｍを超え、また特定の動作条件下では、全スペクトル帯域幅は２５ｎｍ及びこれを僅かに上回る値に達する。

・ＷＤＭシステムのための光源
ＷＤＭシステムのための光源は量子ドットレーザを含む。本発明の方法に従って、レーザの活性領域、レーザ設計、及びレーザ動作条件は、量子ドットレーザが、少なくとも１５ｎｍの発光スペクトル帯域幅及び少なくとも１００ｍＷの光学パワーを有する広帯域高出力放射線を放出することができるように最適化される。好ましい実施態様において、光学パワーは少なくとも１５０ｍＷである。別の好ましい実施態様の場合、スペクトルパワー密度は少なくとも７ｍＷ／ｎｍであり、より好ましくは少なくとも１０ｍＷ／ｎｍである。

量子ドットレーザは、多周波レジーム全体にわたって動作することができ、すなわち、これらのレーザは多数の縦モードを放出する。量子ドットレーザは好ましくは、基本空間モード・レジームにおいて動作する。従って、レーザ出力は単一モード光ファイバー、単一モード・平面シリコン導波路、又は同様の単一モード導波路デバイスに、低いカップリング損失でカップリングすることができる。一実施態様の場合、量子ドットレーザはリッジ導波路レーザである。別の実施態様の場合、量子ドットレーザは酸化物閉じ込めレーザである。さらに別の実施態様の場合、量子ドットレーザは埋め込み型導波路レーザである。量子ドットレーザの単一空間モード動作を保証するために、他の横設計が可能である。一実施態様の場合、量子ドットレーザは、電気的にポンピングされる（ダイオード）レーザである。別の実施態様の場合、量子ドットレーザは、光学的にポンピングされるレーザである。

量子ドットレーザの発光スペクトルはしばしば、モード・グルーピング、すなわち特定の波長周期性を有する縦モードの強度の変調を示す。図１３ａに示されているように、モード・グルーピングの周期性Δλは、隣接する縦モード間の分離δλよりも大きく、発光スペクトルの総帯域幅Δよりも小さい。スペクトルパワー密度のこのような意図的でない変調は、ＷＤＭシステムの光源として動作する量子ドットレーザにとって望ましくない。従って、一つの好ましい実施態様の場合、本発明の量子ドットレーザは、発光スペクトルにおけるモード・グルーピングの抑制を含む。図１３ｂは、モード・グルーピングが抑制される量子ドットレーザの発光スペクトルを示す。

量子ドットレーザのモード・グルーピングは、特定の波長に対する建設的又は相殺的緩衝をもたらす、半導体基板の裏側における部分反射に由来する。従って、一実施態様の場合、量子ドットレーザの発光スペクトルにおけるモード・グルーピングは、量子ドットレーザが成長させられる基板の裏側表面を粗面化することにより抑制される。

レーザの出力放射強度は任意には、所要クロック速度を提供するために、高周波で変調することができる。一実施態様の場合、量子ドットレーザは直接に変調される。別の実施態様の場合、量子ドットレーザは電界吸収変調器などによって外部から変調される。さらに別の実施態様の場合、各スペクトル・チャネルが別個に変調される。

一実施態様の場合、ＷＤＭシステムのための光源はさらに、スペクトル・スプリッタを含む。一実施態様の場合、スペクトル・スプリッタは外部光学素子として製造される。別の実施態様の場合、スペクトル・スプリッタ及び量子ドットレーザは、単一のキャリヤ基板内にハイブリッド集積される。一実施態様の場合、スペクトル・スプリッタは光学プリズム又は格子である。別の実施態様の場合、スペクトル・スプリッタは、アレイ導波路格子である。ＷＤＭシステムのための光源は任意には、付加的なミラー、ファイバー、レンズ、導波路、又はその他の集合的な光学部品を含む。

図１４は、ブロックダイヤグラムにおいて、従来技術によるいくつかの波長可変レーザの使用に基づくＷＤＭシステムのための光源（図１４ａ）、及び本発明の一実施態様による単一帯域幅量子ドットレーザの使用に基づくＷＤＭシステムののための光源（図１４ｂ）を示す。従来の光源は典型的には、Ｎ個の波長可変レーザと、ＷＤＭ光学チャネルに対する要件に従って特定の波長可変レーザの波長を安定化させるＮ個のスペクトル選択素子とを含む。逆に、本発明による量子ドットレーザの広帯域発光スペクトルは、いくつかの独立したスペクトル素子にスペクトル分割される。従って、Ｎ−チャネルＷＤＭシステムのための光源は、単一のレーザと単一のスペクトル・スプリッタとを含むことができる。このシステムは、従来技術の光源と比較して、製造上の付加的な複雑さ、及び追加の費用を回避する。本発明のレーザにおいて達成される高いスペクトルパワー密度は、ＷＤＭシステムのレーザのための１チャネル当たり十分なレーザ出力を提供する。

本発明によるＷＤＭシステムのための光源の付加的な利点がある。発光ダイオード（ＬＥＤ）及びスーパールミネッセント発光ダイオード（ＳＬＥＤ）は、広域スペクトル範囲内で発光することができる。しかしながら、これらのデバイスは典型的には、レーザデバイスと比較して効率が低いことによって特徴づけられ、そしてこれらの出力は典型的には低い。従って、ＷＤＭシステムのための光源として使用されると、ＬＥＤ又はＳＬＥＤは、ＷＤＭシステムの１スペクトル・チャネル当たり制限されたパワーしか提供しない。対照的に、本発明の光源はレーザデバイスに基づいている。十分な帯域幅がレーザ発振動作レジームにおいて達成されるので、その効率は、発光ダイオードと比べて、又はスーパールミネッセント発光ダイオードと比べてさえも高い。従って高い全出力は容易に達成され、そして１つのスペクトル・チャネルにおける出力パワーも十分に高い。

・ＷＤＭシステムのための櫛状スペクトルを有する広帯域量子ドットレーザ
図１５（ａ）に示された一実施態様の場合、量子ドットレーザ１５００は、波長の関数である反射率を有する複数の波長選択素子１５０１を含む。波長選択素子１５０１の総数Ｎは、好ましくは少なくとも２、そして典型的には約１０である。波長選択素子は図１５（ｂ）に示されているように、レーザ１５００の光学損失スペクトル１５０２が、レーザ活性領域の光学利得スペクトル１５０４内にスペクトル位置λ１，λ２...λＮを有する複数の最小値１５０３を有するように設計される。

利得スペクトル１５０４と光学損失スペクトル１５０２との相互作用の結果として、レーザ１５００は、光学損失スペクトル１５０２の最小値１５０３に近接したスペクトル位置を有する縦モードしか放出しない。従って、レーザ発光スペクトル１５０５は、図１５（ｃ）に示されているように、光学損失最小値１５０３のスペクトル位置によって決定されるスペクトル位置λ１，λ２...λＮを有するいくつかの発光バンド１５０６から成る櫛状を示す。各発光バンド１５０６は好ましくは、量子ドットレーザの少なくとも一つの縦モードを含む。

複数の波長選択素子１５０１を有するレーザ１５００の発光バンド１５０６は、その他の点ではレーザ１５００と同一の、波長選択素子を有さないレーザの広帯域発光スペクトル１５１０をできる限り満たすことが好ましい。発光スペクトル１５０５の全スペクトル帯域幅は、２つの最外発光バンドの間の波長分離１５０９によって決定される。好ましい実施態様の場合、２つの最外発光バンドの間の波長分離１５０９は、少なくとも１５ｎｍであり、そして発光バンド１５０６の数Ｎは少なくとも８である。より好ましい実施態様の場合、２つの最外発光バンドの間の波長分離１５０９は、少なくとも３０ｎｍであり、そして発光バンド１５０６の数Ｎは少なくとも１６である。

複数の波長選択素子１０５１は、発光バンドが良く分解されるように、各発光バンド１５０６のスペクトル幅１５０７が、隣接する発光バンド１５０６の間の波長分離１５０８を超えないように設計される。

光学損失最小値１５０３、ひいてはレーザの発光バンド１５０６は好ましくは均一な間隔を有する。一実施態様の場合、隣接するバンド間の波長分離１５０８は約２ｎｍである。

利得スペクトル１５０４の最大値１５１１により近い光学損失最小値は、図１５（ｂ）に示されているように、利得スペクトル１５０４の最大値１５１１からより遠い光学損失最小値と比べて、より高い損失を有する。光学損失最小値１５０３の光学損失は好ましくは、各発光バンド１５０６がほぼ等しい強度を有するように選択される。

好ましい実施態様の場合、複数の波長選択素子は、レーザ共振器の１つのミラーを形成する一連の分布ブラッグ反射器（ＤＢＲ）である。光学損失最小値１５０３は、ＤＢＲの反射率最大値に相当する波長で発生する。光学損失最小値１５０３のスペクトル位置λ１，λ２...λＮは、ＤＢＲの周期によって決定することができる。光学損失最小値１５０３における光学損失は、対応するＤＢＲの長さ、ＤＢＲの光学的コントラストによって、また、ＤＢＲからレーザ共振器の他のミラーまでの距離によっても決定することができる。発光バンド１５０６のスペクトル幅１５０７は、対応するＤＢＲの反射率スペクトルの形状によって決定することができる。

一実施態様の場合、レーザ１５００は、モノリシック集積構造として製造される。波長選択素子を形成する各ＤＢＲは、好ましくは、周期的なエッチングによって形成される。例えば、レーザのレイヤ構造は、図１０の配列に対応する場合、エッチングは好ましくは、コンタクト層１０６及び第２のクラッド層１０５の一部を通して行われる。エッチング深さは、ＤＢＲの光学コントラストを決定する。ＤＢＲは、レーザ・ストライプの各側に製造された金属格子構造によって形成することもできる。

本発明の一実施態様による複数の波長選択素子の計算反射率スペクトルの一例が、図１６ａに示されている。この例において、各波長選択素子は、周期的エッチングによって形成される。各波長選択素子は、３００マイクロメートルの長さと、約０．１９マイクロメートルの格子周期とを有する。複数の４波長選択素子は、１．２４８、１．２５０、１．２５２及び１．２５４マイクロメートルの波長において２ナノメートルによって分離された反射率スペクトルに４つの十分に分解された最大値を有するように設計される。

図１６ｂは、本発明の実施態様による複数の波長選択素子を含むレーザの光学損失スペクトルの計算例を示す。この例の場合、レーザ長は１ｃｍであり、１つのレーザミラーの波長に感度のない反射率は１０％であり、別のミラーは、図１６ａに示す複数の波長選択素子から形成される。図１６ａの反射率スペクトルの４つの最大値は、図１６ｂの光学損失スペクトルの４個の最小値に対応する。光学損失最小値は、反射率スペクトルの最大値と同じスペクトル位置を有する。光学損失スペクトルの最小値における光学損失は、約３．５ｃｍ^-1であるのに対して、他の波長における光学損失は約５ｃｍ^-1〜６．５ｃｍ^-1である。この差は、光学損失最小値周辺のレーザ発振を可能にし、そして他の波長におけるレーザ発振を抑制するのに十分である。

図１７ａは、本発明の一実施態様による複数の波長選択素子の反射率スペクトルの別の計算例を示している。この例において、各波長選択素子は、周期的エッチングによって形成される。各波長選択素子は、１００マイクロメートルの長さと、約０．１９マイクロメートルの格子周期とを有する。４個の波長選択素子は、１．２４５、１．２５０、１．２５５及び１．２６０マイクロメートルの波長において５ナノメートルによって分離された反射率スペクトルに４つの十分に分解された最大値を有するように設計される。

図１７ｂは、本発明の実施態様による複数の波長選択素子を含むレーザの光学損失スペクトルの別の計算例を示す。この例の場合、レーザ長は１ｃｍであり、１つのレーザミラーの波長に感度のない反射率は１０％であり、別のミラーは、図１７ａに示す複数の波長選択素子から形成される。図１７ａの反射率スペクトルの４つの最大値は、図１７ｂの光学損失スペクトルの４つの最小値に対応する。光学損失最小値は、反射率スペクトルの最大値と同じスペクトル位置を有する。光学損失スペクトルの最小値における光学損失は、約３．５ｃｍ^-1であるのに対して、他の波長における光学損失は約４．５ｃｍ^-1〜７ｃｍ^-1である。この差は、光学損失最小値周辺のレーザ発振を可能にし、そして他の波長におけるレーザ発振を抑制するのに十分である。

他の実施態様の場合、レーザ１５００は、外部共振器を有するように製造され、一方のミラーは半導体劈開ファセットであり、他方のミラーは一連の外部の分布ブラッグ反射器（ＤＢＲ）である。ＤＢＲは好ましくはファイバー格子として、又は平面導波路格子として形成される。

図１８ａは、本発明の他の実施態様による複数の波長選択素子の反射率スペクトルの計算例を示している。この例において、各波長選択素子は好ましくは、ファイバー格子として形成される。各波長選択素子は、５ミリメートルの長さと、約０．４２マイクロメートルの格子周期とを有する。複数の４波長選択素子は、１．２４９、１．２５０、１．２５１及び１．２５２マイクロメートルの波長において１ナノメートルによって分離された反射率スペクトルに４個の十分に分解された最大値を有するように設計される。

図１８ｂは、本発明の他の実施態様による複数の波長選択素子を含むレーザの光学損失スペクトルの計算例を示す。この例の場合、レーザ長は１ｃｍであり、一つのレーザミラーの波長に感度のない反射率は１０％であり、他方のミラーは、図１８ａに示す複数の波長選択素子から形成される。図１８ａの反射率スペクトルの４個の最大値は、図１８ｂの光学損失スペクトルの４つの最小値に対応する。光学損失最小値は、反射率スペクトルの最大値と同じスペクトル位置を有する。光学損失スペクトルの最小値における光学損失は、約３ｃｍ^-1であるのに対して、他の波長における光学損失は約４．５ｃｍ^-1〜６．５ｃｍ^-1である。この差は、光学損失最小値周辺のレーザ発振を可能にし、そして他の波長におけるレーザ発振を抑制するのに十分である。

櫛状発光スペクトルを有するレーザ１５００は、従来技術の光源を上回る利点をすべて持つ、図１４（ｂ）の光源と同様のＮチャネルＷＤＭシステムのための光源として使用することができる。図１４（ｂ）の光源と比較して、櫛状発光スペクトルを有するレーザ１５００には付加的な利点がある。

図１４（ｂ）の光源において、レーザの出力パワーの特定部分（典型的には２０〜５０％）が、スペクトル・スプリッタによってカットオフされる。なぜならば、レーザ発光スペクトルのいくつかの波長は何れのスペクトル・チャネルにも対応しないからである。図１５（ａ）のレーザ１５００の１つの利点は、レーザの発光スペクトルがカットオフされるのではなく、いくつかの発光バンドにすでに再分配されることである。従って、スペクトル・スプリッタがそこで使用されるならば、光学パワーの無駄がない。

図１４（ｂ）の光源を凌ぐ図１５（ａ）のレーザ１５００の別の利点は、各出力チャネルがほぼ等しい強度を有することができることである。

図１４（ｂ）の光源を凌ぐ図１５（ａ）のレーザ１５００のさらに別の利点は、複数の波長選択素子１５０１を、レーザの残りの部分とモノリシック集積できることである。

・制限されたスペクトル帯域幅を有する広帯域量子ドットレーザ
図１９（ａ）に示された一実施態様の場合、量子ドットレーザ１９００もまた、波長の関数である反射率を有する波長選択素子１９０１を含む。波長選択素子は図１９（ｂ）に示されているように、その反射率スペクトル１９０２が、レーザ活性領域の光学利得スペクトル１９０４内にスペクトル位置を有する拡張最大値１９０３を有するように設計される。

利得スペクトル１９０４と光学損失スペクトル１９０２との相互作用の結果として、レーザ発光スペクトル１９０５は、図１９（ｃ）に示されているように、反射率スペクトル１９０２の拡張最大値１９０３の近くのスペクトル位置を有する縦モード１９０６だけを含む。

波長選択素子１９０１は、レーザ発光スペクトル１９０５の半値全幅（ＦＭＨＭ）１９０７が、隣接する縦モード１９０６間の波長分離１９０８を著しく超える、予め決められた幅を有するように設計される。

一実施態様の場合、レーザ１９００の発光スペクトル１９０５のＦＷＨＭ１９０７は、波長選択素子１９０１を有さないレーザの発光スペクトル１９１１の幅１９１０よりも狭いが、しかしその他の点ではレーザ１９００と同一である。

好ましい実施態様の場合、レーザ発光スペクトル１９０５のＦＷＨＭ１９０７は、波長選択素子１９０１を有さない同一のレーザのスペクトル帯域幅１９１０の２分の１より狭い。この実施態様の場合、レーザ発光スペクトル１９０５が概ね平らな頂部を有する、すなわち、スペクトルの中心の近くの有意な数の縦モード１９０６が、ほぼ等しい強度を有するという利点がある。

好ましい実施態様の場合、波長選択素子１９０１は、レーザ発光スペクトル１９０５の予め決められたＦＷＨＭ１９０７が、ほぼ１５〜２０ｎｍであるように設計される。

好ましい実施態様の場合、レーザの発光スペクトル１９０５は約４０〜１００個の縦モード１９０６を含み、隣接する縦モード１９０６間の波長分離１９０８は、ほぼ０．２〜０．３ｎｍである。

好ましい実施態様の場合、波長選択素子は、レーザ共振器の一つのミラーを形成する分布ブラッグ反射器（ＤＢＲ）である。レーザ発光スペクトル１９０５のＦＷＨＭ１９０７、並びに波長選択素子１９０１を有さないレーザの広帯域発光スペクトル１９１１内のそのスペクトル位置は、対応するＤＢＲの長さ、ＤＢＲの周期、及びＤＢＲの光学的コントラストによって決定することができる。

一実施態様の場合、レーザ１９００は、モノリシック集積構造として製造される。波長選択素子を形成するＤＢＲは好ましくは、概ね周期的なエッチングによって形成される。例えば、レーザのレイヤ構造が図１０の配列に対応する場合、エッチングは好ましくは、コンタクト層１０６及び第２のクラッド層１０５の一部を通して行われる。エッチング深さは、ＤＢＲの光学コントラスト（屈折率の有効コントラストΔｎ_eff）を決定する。ＤＢＲは、レーザ・ストライプの各側に製造された金属格子構造によって形成することもできる。

本発明の一実施態様による波長選択素子の反射率スペクトルの一計算例が、図２０ａに示されている。この例において、波長選択素子は、周期的エッチングによって形成される。波長選択素子は、１５０マイクロメートルの長さと、約０．１８９マイクロメートルの格子周期とを有する。波長選択素子は、拡張反射率最大値（いわゆるストップ・バンド）が、１．２５μｍを中心とする１５ｎｍの幅を有するように、屈折率の有効コントラストΔｎ_eff＝８ｘ１０^-2を有するように設計される。

本発明の一実施態様による波長選択素子の反射率スペクトルの別の計算例が、図２０ｂに示されている。この例においても、波長選択素子は、周期的エッチングによって形成され、１５０マイクロメートルの長さと、約０．１８９マイクロメートルの格子周期とを有する。波長選択素子は、拡張反射率最大値（いわゆるストップ・バンド）が、１．２５μｍを中心とする２０ｎｍの幅を有するように、屈折率の有効コントラストΔｎ_eff＝１．０６ｘ１０^-1を有するように設計される。

図２０ａ及び２０ｂの波長選択素子において使用される、屈折率の有効コントラストは、格子構造の適切な設計によって、例えば適切なエッチング深さによって容易に達成することができる。

図２０に示すように、周期的ＤＢＲ構造の反射率スペクトルは、主拡張最大値に加えて、より低い高さの付加的なサイド最大値を含む。これらのサイド最大値は、付加的なサイドモードをレーザ発光スペクトルにおいて出現させることがあり、このことはレーザ発光スペクトルのＦＷＨＭを増大させる。一つの好ましい実施態様の場合、波長選択素子を形成するＤＢＲは、周期的構造の予め決められた変動を有する。この結果、反射率スペクトルにおける付加的なサイド最大値が抑制される。この実施態様の場合、付加的なサイドモードが、レーザの発光スペクトルにおいて出現しないという利点がある。

ＤＢＲ構造の周期性の上述の変動は、例えばＤＢＲの長さに沿ってＤＢＲの周期を変化させることにより達成することができる。

制限されたスペクトル帯域幅を有する広帯域量子ドットレーザに対する利点は、事実上全ての放出された光学パワーが、広域ではあるがしかし制限されたスペクトル・バンドに属することである。その結果として、制限された数の、固有の動作波長範囲を有する外部変調デバイスによって、事実上全ての放出パワーを変調することができる。

制限されたスペクトル帯域幅１９０７を有する広帯域量子ドットレーザ１９００の発光スペクトル１９０５の縦モード１９０６は、経時的に相対強度を変化させることがある。この挙動は、スペクトル線の時間的安定性が望まれる特定の用途における広帯域レーザの使用を困難にするおそれがある。

本発明の一実施態様の場合、量子ドットレーザ１９００は、モードロック型レーザとして駆動される。レーザ１９００のスペクトル帯域幅１９０７は、波長選択素子１９０１によって制限されるので、全ての縦モード１９０６をモードロックすることができる。モードロックは、経時的な縦モード１９０６の強度の安定化をもたらすことができる。

一実施態様の場合、量子ドットレーザは、受動的モードロック型レーザとして駆動される。他の実施態様の場合、量子ドットレーザは、能動的モードロック型レーザとして駆動される。さらに他の実施態様の場合、量子ドットレーザは、ハイブリッド・モードロック型レーザとして駆動される。

図２１に示す実施態様によれば、広帯域量子ドットレーザ２１００のキャビティ２１０２は、少なくとも２つの電気的に絶縁されたセクション、すなわち吸収体セクション２１０３と利得セクション２１０４とに分けられる。レーザ２１００はまた波長選択素子２１０１を含む。波長選択素子２１０１の目的、動作原理、及び構造は、図１９の波長選択素子１９０１のものと同様である。

このレーザの通常の使用時には、広帯域レーザを発生させるために、ＤＣ源２１０５によって、好適な順方向電流が利得セクション２０１４に供給される。利得セクション２１０３は、ＤＣ源２１０６からの負バイアス、及びバイアス・ティーを介してカップリングされたＲＦ源２１０７からの高周波信号の両方によって駆動される。インピーダンス整合を目的として、他の素子、例えば抵抗器、誘導子、及びキャパシタを含むことができる。低強度パルスの吸収、及び高強度パルスの伝搬を引き起こすために、ＤＣ源２１０６によって、好適な負バイアスを吸収体セクション２０１３に供給される。モードロック・レジームを安定させるために、ＲＦ信号の周波数は、光学パルスシーケンスの繰り返し周波数と同一である。従って、レーザ２１００はハイブリッド・モードロック型レーザとして動作する。

本明細書中の本発明の実施態様が本発明の原理の応用の一例にすぎないことは、当業者には明らかである。本発明において開示された方法を用いることによって、レーザ出力のより緩和されたパラメータ（例えば１５ｎｍ未満の帯域幅及び／又は１５０ｍＷ未満の全光学パワー）を容易に達成することができる。例示された実施態様の詳細への本明細書における言及は、特許請求の範囲を限定するように意図されるものではなく、特許請求の範囲はそれ自体が、本発明にとって本質的と見なされる特徴を記述する。本文全体を通して「一実施態様」又は「実施態様」と呼ぶものは、その実施態様との関連において記述された具体的な特徴、構造、又は特性が、本発明の少なくとも一つの実施態様に含まれることを意味する。従って本明細書全体を通して種々の箇所に現れる「一実施態様の場合」又は「実施態様の場合」という語句は、必ずしも全てが同じ実施態様を意味するものではない。

光学利得スペクトルとキャビティモードのスペクトルとの従来技術における関係を示す図である。 スペクトル幅全体にわたる漸進的な広がりを伴う多周波レーザ発振を示す、種々異なるポンプレベルにおける従来技術のレーザ発光スペクトルを示す図である。 レーザ発振波長における従来技術のスペクトル・ホール・バーニングを示す図である。 レーザの最大有効パワーを制限するサーマル・ロールオーバーを示す図である。 レーザの最大有効パワーを制限する壊滅的光学ミラー損傷を示す図である。 レーザの最大有効パワーを制限する量子ドットレーザにおけるポンプ誘導励起状態レーザ発振を示す図である。 図４ａの量子ドットレーザの発光スペクトルを示す図である。 可変ポンプレベルを有する量子ドットレーザにおける、スペクトル帯域幅とスペクトルパワー密度との相関関係を示す図である。 １平面当たりの量子ドットの表面密度、又は量子ドット平面数を変化させることによって量子ドット数が調節される、活性領域内の量子ドット数が可変である量子ドットレーザにおける、スペクトル帯域幅とスペクトルパワー密度との相関関係を示す図である。 レーザの幅を変化させることによって量子ドット数が調節される、活性領域内の量子ドット数が可変である量子ドットレーザにおける、スペクトル帯域幅とスペクトルパワー密度との相関関係を示す図である。 レーザの長さを変化させることによって量子ドット数が調節される、活性領域内の量子ドット数が可変である量子ドットレーザにおける、スペクトル帯域幅とスペクトルパワー密度との相関関係を示す図である。 量子ドット基底状態レベルへのキャリヤ緩和時間が可変である量子ドットレーザにおける、スペクトル帯域幅とスペクトルパワー密度との相関関係を示す図である。 どのようにしてエネルギーバリヤが量子ドット基底状態レベルへのキャリヤ緩和を阻止又は増強することができるかを示す図である。 どのようにして量子井戸が量子ドット基底状態レベルへのキャリヤ緩和を阻止又は増強することができるかを示す図である。 励起状態レーザ発振の閾値と、キャリヤ励起時間との相関関係を示す図である。 本発明の一実施態様におけるレーザを示す図である。 図１０ａのレーザの活性領域をより詳細に示す図である。 レーザの出力の増大に伴う光電流曲線を示す図である。 レーザの出力の増大に伴うレーザのスペクトル例を示す図である。 レーザの出力の増大に伴う、スペクトル帯域幅及び平均スペクトルパワー密度の進化を示す図である。 本発明の他の実施態様に従って製造された量子ドット・ダイオードレーザのレーザスペクトルを示す図である。 モード・グルーピングの存在における量子ドットレーザの発光スペクトルを示す図である。 モード・グルーピングが抑制された量子ドットレーザの発光スペクトルを示す図である。 従来技術によるＷＤＭシステム用光源を示す概略図である。 本発明のＷＤＭシステム用光源を示す概略図である。 本発明の一実施態様による複数の波長選択素子を含む量子ドットレーザを示す概略図である。 本発明の一実施態様による複数の波長選択素子を含む量子ドットレーザの光学損失スペクトル及び光学利得スペクトルを示す図である。 本発明の一実施態様による複数の波長選択素子を含む量子ドットレーザの発光スペクトルを示す概略図である。 本発明の一実施態様による複数の波長選択素子の計算反射率スペクトルの一例を示す図である。 図１６ａの複数の波長選択素子を有するレーザの計算光学損失スペクトルを示す図である。 本発明の一実施態様による複数の波長選択素子の計算反射率スペクトルの別の例を示す図である。 図１７ａの複数の波長選択素子を有するレーザの計算光学損失スペクトルを示す図である。 本発明の別の実施態様による複数の波長選択素子の計算反射率スペクトルを示す図である。 図１８ａの複数の波長選択素子を有するレーザの計算光学損失スペクトルを示す図である。 本発明の一実施態様による波長選択素子を含む量子ドットレーザを示す概略図である。 本発明の一実施態様による量子ドットレーザの、波長選択素子の反射率スペクトルと、光学利得スペクトルとを示す概略図である。 本発明の一実施態様による波長選択素子を含む量子ドットレーザの発光スペクトル、並びに、波長選択素子を含まない量子ドットレーザの発光スペクトルを示す概略図である。 本発明の一実施態様による波長選択素子の計算反射率スペクトルの一例を示す図である。 本発明の一実施態様による波長選択素子の計算反射率スペクトルの別の例を示す図である。 本発明の一実施態様によるモードロック型レーザとしての動作に適した、制限された帯域幅を有する広帯域量子ドットレーザを示す図である。

Claims (80)

1. 半導体マトリックス内に配置された複数の量子ドットを含む半導体量子ドット活性領域を含むレーザであって、
   前記レーザが、量子ドットの不均一に広げられた基底状態光学遷移時に動作することが可能で、
   前記レーザの出力レーザ発振スペクトルのスペクトル帯域幅が、少なくとも１５ｎｍであり、かつ前記レーザの光学パワーが少なくとも１００ｍＷである、
   ことを特徴とするレーザ。
2. 前記光学パワーが少なくとも１５０ｍＷである、請求項１に記載のレーザ。
3. 前記スペクトルパワー密度が少なくとも１０ｍＷ／ｎｍである、請求項２に記載のレーザ。
4. 前記スペクトル帯域幅、及び前記スペクトルパワー密度が、
   最大有効ポンプレベルと、
   前記レーザの活性領域内の量子ドット総数と、
   前記量子ドット基底状態へのキャリヤ緩和及び前記量子ドット基底状態からのキャリヤ励起とから成る群から選択された少なくとも１つの特性を制御することによって制御される、請求項３に記載のレーザ。
5. 前記最大有効ポンプレベルが、前記出力パワーのサーマル・ロールオーバーを抑制することによって制御される、請求項４に記載のレーザ。
6. 前記サーマル・ロールオーバーが、
   前記レーザのパワー変換効率を高めることと、
   前記レーザの活性領域の温度を安定化することと、
   温度不感性閾値及び微分効率を有する前記活性領域を製造することから成る群から選択された方法によって抑制される、請求項５に記載のレーザ。
7. 前記最大有効ポンプレベルが、壊滅的光学ミラー損傷を抑制することにより制御される、請求項４に記載のレーザ。
8. 前記壊滅的光学ミラー損傷が、
   前記レーザのファセットを保護することと、
   結果として損傷をもたらすのに十分な光学パワー密度を有する材料から前記活性領域を製造することと、
   有効光学モードサイズを増大させることから成る群から選択された方法によって抑制される、請求項７に記載のレーザ。
9. 前記最大有効ポンプレベルが、量子ドット励起状態光学遷移時のポンプ誘導レーザ発振を抑制することにより制御される、請求項４に記載のレーザ。
10. さらに、量子ドット励起状態光学遷移時のポンプ誘導レーザ発振を抑制するために、スペクトル選択損失を提供するスペクトル選択素子を含む、請求項９に記載のレーザ。
11. 量子ドット状態の総数が、
    前記マトリックス内に順次形成される量子トッド平面の数を制御することと、
    量子ドットの面内表面密度を制御することと、
    前記活性領域の面積を制御することから成る群から選択された方法によって制御される、請求項４に記載のレーザ。
12. 前記スペクトルパワー密度が少なくとも７ｍＷ／ｎｍである、請求項１に記載のレーザ。
13. 前記スペクトル帯域幅及び前記スペクトルパワー密度が、
    最大有効ポンプレベルと、
    前記レーザの活性領域内の量子ドット総数と、
    前記量子ドット基底状態へのキャリヤ緩和及び前記量子ドット基底状態からのキャリヤ励起とから成る群から選択された少なくとも１つの特性を制御することによって制御される、請求項１２に記載のレーザ。
14. 前記最大有効ポンプレベルが、前記出力パワーのサーマル・ロールオーバーを抑制することによって制御される、請求項１３に記載のレーザ。
15. 前記サーマル・ロールオーバーが、
    前記レーザのパワー変換効率を高めることと、
    前記レーザの活性領域の温度を安定化することと、
    温度不感性閾値及び微分効率を有する前記活性領域を製造することから成る群から選択された方法によって抑制される、請求項１４に記載のレーザ。
16. 前記最大有効ポンプレベルが、壊滅的光学ミラー損傷を抑制することにより制御される、請求項１３に記載のレーザ。
17. 前記壊滅的光学ミラー損傷が、
    前記レーザのファセットを保護することと、
    結果として損傷をもたらすのに十分な光学パワー密度を有する材料から前記活性領域を製造することと、
    有効光学モードサイズを増大させることから成る群から選択された方法によって抑制される、請求項１６に記載のレーザ。
18. 前記最大有効ポンプレベルが、量子ドット励起状態光学遷移時のポンプ誘導レーザ発振を抑制することにより制御される、請求項１３に記載のレーザ。
19. さらに、量子ドット励起状態光学遷移時のポンプ誘導レーザ発振を抑制するために、スペクトル選択損失を提供するスペクトル選択素子を含む、請求項１８に記載のレーザ。
20. 量子ドット状態の総数が、
    前記マトリックス内に順次形成される量子トッド平面の数を制御することと、
    量子ドットの面内表面密度を制御することと、
    前記活性領域の面積を制御することから成る群から選択された方法によって制御される、請求項１３に記載のレーザ。
21. さらに、前記量子ドット活性領域に近接したマトリックス内に配置された複数のエネルギーバリヤを含み、少なくとも１つのタイプの電荷キャリヤの緩和が、前記エネルギーバリヤの幅及び高さによって制御される、請求項１に記載のレーザ。
22. さらに、前記量子ドット活性領域に近接したマトリックス内に配置された量子井戸を含み、少なくとも１つのタイプの電荷キャリヤの緩和が、量子ドットレベルと量子井戸レベルとの間のエネルギー分離によって制御される、請求項１に記載のレーザ。
23. 少なくとも１つのタイプの電荷キャリヤの励起が、マトリックス・バンドエッジに対する基底状態エネルギーレベルの局在化エネルギーによって制御される、請求項１に記載のレーザ。
24. さらに、前記レーザの発光スペクトル内のモード・グルーピングを抑制することを含む、請求項１に記載のレーザ。
25. 前記抑制が、レーザが成長させられる基板の裏側表面を粗面化することにより生じる、請求項２４に記載のレーザ。
26. 半導体マトリックス内に配置された複数の量子ドットを含む半導体量子ドット活性領域を含むレーザを含む、波長分割多重システムのための光源であって、
    前記レーザが、量子ドットの不均一に広げられた基底状態光学遷移時に動作することが可能で、
    前記レーザの出力レーザ発振スペクトルのスペクトル帯域幅が少なくとも１５ｎｍであり、前記レーザの光学パワーが少なくとも１００ｍＷであり、かつ
    前記レーザが、異なる波長で複数の光学信号を提供する、
    ことを特徴とする波長分割多重システムのための光源。
27. さらに、外部光学素子として製造されたスペクトル・スプリッタを含む、請求項２６に記載の光源。
28. 前記スペクトル・スプリッタが、
    光学プリズムと、
    光学格子と、
    アレイ導波路格子とから成る群から選択される、請求項２７に記載の光源。
29. さらに、単一キャリヤ基板内で前記レーザと一体化されたスペクトル・スプリッタを含む、請求項２６に記載の光源。
30. 前記スペクトル・スプリッタが、
    光学プリズムと、
    光学格子と、
    アレイ導波路格子とから成る群から選択される、請求項２９に記載の光源。
31. 少なくとも１つのスペクトル・チャネル内の出力パワーが少なくとも１０ｍＷとなるように、前記レーザの発光スペクトルが少なくとも２つの独立したスペクトル・チャネルにスペクトル分割される、請求項２６に記載の光源。
32. 前記光学パワーが少なくとも１５０ｍＷである、請求項２６に記載のレーザ。
33. 前記スペクトルパワー密度が少なくとも１０ｍＷ／ｎｍである、請求項３２に記載のレーザ。
34. 前記スペクトルパワー密度が少なくとも７ｍＷ／ｎｍである、請求項２６に記載のレーザ。
35. 広帯域スペクトルを有するレーザの動作方法であって、
    半導体マトリックス内に配置された複数の量子ドットを含む半導体量子ドット活性領域を含むレーザを、量子ドットの不均一に広げられた基底状態光学遷移時に動作させるステップを含み、
    前記レーザの出力レーザ発振スペクトルのスペクトル帯域幅が、少なくとも１５ｎｍであり、前記レーザの光学パワーが少なくとも１００ｍＷである、
    ことを特徴とするレーザの動作方法。
36. さらに、前記レーザの発光スペクトル内のモード・グルーピングを抑制するステップを含む、請求項３５に記載の方法。
37. 前記モード・グルーピングが、レーザが成長させられる基板の裏側表面を粗面化することにより抑制される、請求項３６に記載の方法。
38. さらに、少なくとも１つのスペクトル・チャネル内の出力が少なくとも１０ｍＷとなるように、前記レーザの発光スペクトルを少なくとも２つの独立したスペクトル・チャネルにスペクトル分割するステップを含む、請求項３５に記載の方法。
39. さらに、量子ドット励起状態光学遷移時のレーザ発振を抑制するために、スペクトル選択損失を前記レーザの共振器内に導入するステップを含む、請求項３５に記載の方法。
40. 前記光学パワーが少なくとも１５０ｍＷである、請求項３５に記載の方法。
41. 前記スペクトルパワー密度が少なくとも１０ｍＷ／ｎｍである、請求項４０に記載の方法。
42. 前記スペクトルパワー密度が少なくとも７ｍＷ／ｎｍである、請求項３５に記載の方法。
43. レーザであって、
    波長の関数である反射率と、半導体マトリックス内に配置された複数の量子ドットを含む半導体量子ドット活性領域とを有する、少なくとも２つの波長選択素子を含み、
    前記レーザの光学損失スペクトルが、前記活性領域の光学利得スペクトル内にスペクトル位置を有する複数の最小値を有し、
    前記レーザが、量子ドットの不均一に広げられた基底状態光学遷移時に動作することが可能で、
    前記レーザの発光スペクトルは、光学損失最小値のスペクトル位置によって決定されるスペクトル位置を有するいくつかの発光バンドから成る櫛状であり、
    2つの最外発光バンドの間の波長分離として決定される発光スペクトルの全スペクトル帯域幅が、少なくとも１５ｎｍであり、かつ
    前記レーザの光学パワーが少なくとも１００ｍＷである、
    ことを特徴とするレーザ。
44. 前記光学パワーが少なくとも１５０ｍＷである、請求項４３に記載のレーザ。
45. 各発光バンドが、少なくとも１つの縦モードを含む、請求項４３に記載のレーザ。
46. 各発光バンドのスペクトル幅が、隣接する発光バンド間の波長分離を超えない、請求項４３に記載のレーザ。
47. 前記発光バンドが均一な間隔を有している、請求項４３に記載のレーザ。
48. 隣接するバンド間の波長分離が略２ｎｍである、請求項４７に記載のレーザ。
49. 前記発光バンドの数が少なくとも８である、請求項４３に記載のレーザ。
50. 全スペクトル帯域幅が少なくとも３０ｎｍである、請求項４３に記載のレーザ。
51. 前記発光バンドの数が少なくとも１６である、請求項５０に記載のレーザ。
52. 利得スペクトルの最大値に近接する光学損失最小値が、前記最大値に近接する光学損失最小値よりも前記利得スペクトルの最大値から遠い光学損失最小値よりも高い損失を有する、請求項４３に記載のレーザ。
53. 各発光バンドが、略等しい強度を有する、請求項５２に記載のレーザ。
54. 前記波長選択素子が、レーザ共振器のミラーを形成する一連の分布ブラッグ反射器を含む、請求項４３に記載のレーザ。
55. 前記レーザが、モノリシック集積構造として製造されている、請求項５４に記載のレーザ。
56. 各分布ブラッグ反射器が、周期的なエッチングによって形成されている、請求項５５に記載のレーザ。
57. 各分布ブラッグ反射器が、レーザ・ストライプの各側に製造された金属格子構造によって形成されている、請求項５５に記載のレーザ。
58. 前記共振器が外部共振器である、請求項５４に記載のレーザ。
59. 前記共振器の第１ミラーが半導体劈開ファセットであり、前記第２ミラーが一連の外部分布ブラッグ反射器である、請求項５８に記載のレーザ。
60. 各外部分布ブラッグ反射器が、ファイバー格子として形成されている、請求項５９に記載のレーザ。
61. 各外部分布ブラッグ反射器が、平面導波路格子として形成されている、請求項５９に記載のレーザ。
62. 前記レーザが、波長分割多重システムのための光源の一部である、請求項４３に記載のレーザ。
63. 波長選択素子と、半導体マトリックス内に配置された複数の量子ドットを含む半導体量子ドット活性領域とを含むレーザであって、
    前記波長選択素子の反射率スペクトルが、前記レーザ活性領域の光学利得スペクトル内部にスペクトル位置を有する拡張最大値を有し、
    前記レーザが、量子ドットの不均一に広げられた基底状態光学遷移時に動作することが可能で、
    レーザ発光スペクトルが、前記波長選択素子の反射率スペクトルの拡張最大値に近接するスペクトル位置を有する複数の縦モードを含み、
    前記レーザ発光スペクトルの半値全幅が、少なくとも１５ｎｍの予め決められた幅を有し、
    前記レーザ発光スペクトルの半値全幅が、隣接する縦モード間の波長分離を超え、
    前記レーザの光学パワーが少なくとも１００ｍＷである、
    ことを特徴とするレーザ。
64. さらに活性領域を含み、前記レーザ発光スペクトルが、半導体マトリックス内に配置された複数の量子ドットを含む半導体量子ドット活性領域を含むがしかし波長選択素子を欠いている第２のレーザの発光スペクトル幅よりも狭いように、波長選択素子と前記活性領域とが選択される、請求項６３に記載のレーザ。
65. 前記レーザ発光スペクトル幅が、前記第２のレーザの発光スペクトル幅の２分の１より狭い、請求項６４に記載のレーザ。
66. 前記レーザ発光スペクトルの半値全幅の幅が２０ｎｍ以下である、請求項６３に記載のレーザ。
67. 前記レーザ発光スペクトルが４０〜１００個の縦モードを含み、かつ隣接する縦モード間の波長分離はほぼ０．２〜０．３ｎｍである、
    請求項６６に記載のレーザ。
68. 前記波長選択素子が、レーザ共振器のミラーを形成する分布ブラッグ反射器である、請求項６３に記載のレーザ。
69. 前記レーザが、モノリシック集積構造として製造されている、請求項６８に記載のレーザ。
70. 各分布ブラッグ反射器が、周期的なエッチングによって形成されている、請求項６９に記載のレーザ。
71. 各分布ブラッグ反射器が、レーザ・ストライプの各側に製造された少なくとも１つの金属格子構造によって形成されている、請求項６９に記載のレーザ。
72. 前記分布ブラッグ反射器が、反射率スペクトル内の付加的なサイド最大値を抑制することになる、周期性の少なくとも１つの予め決められた変動を有する、請求項６８に記載のレーザ。
73. 前記分布ブラッグ反射器の周期性の予め決められた変動は、前記分布ブラッグ反射器の長さに沿って前記分布ブラッグ反射器の周期を変化させることにより達成される、請求項７２に記載のレーザ。
74. 前記レーザが、モードロック型レーザとして駆動される、請求項６３に記載のレーザ。
75. 前記レーザが、受動的モードロック型レーザとして駆動される、請求項７４に記載のレーザ。
76. 前記レーザが、能動的モードロック型レーザとして駆動される、請求項７４に記載のレーザ。
77. 前記レーザが、ハイブリッド・モードロック型レーザとして駆動される、請求項７４に記載のレーザ。
78. さらに、少なくとも２つの電気的に絶縁されたセクションに分けられたレーザキャビティを含み、前記レーザがハイブリッド・モードロック型レーザとして動作するように、第１セクションが順方向電流によって駆動され、第２セクションが負バイアス及び高周波信号によって駆動される、請求項６３に記載のレーザ。
79. 半導体マトリックス内に配置された複数の量子ドットを含む半導体量子ドット活性領域を含むレーザを含む、波長分割多重システムであって、
    前記レーザが、量子ドットの不均一に広げられた基底状態光学遷移時に動作することが可能で、
    前記レーザの出力レーザ発振スペクトルのスペクトル帯域幅が、少なくとも１５ｎｍであり、前記レーザの光学パワーが少なくとも１００ｍＷであり、
    前記レーザが、異なる波長で複数の光学信号を提供する、
    ことを特徴とする波長分割多重システム。
80. 前記スペクトルパワー密度が少なくとも７ｍＷ／ｎｍである、請求項７９に記載のシステム。

Images