JP2013519231A - 高注入効率極性及び非極性ｉｉｉ族窒化物発光素子 - Google Patents

高注入効率極性及び非極性ｉｉｉ族窒化物発光素子 Download PDF

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Abstract

極性及び非極性の両方のＩＩＩ族窒化物発光構造において、注入効率は発光素子の多重ＱＷ（ＭＱＷ）活性領域における異なる量子井戸（ＱＷ）の不均一分布によって強力に低下する。不均一なＱＷ分布は、活性ＱＷが深い長波長発光素子の方が強くなる。極性及び非極性のいずれの構造でも、活性領域の光導波路層及び／又は障壁層へのインジウム及び／又はアルミニウム取り込みは、発光すべき所望の波長に応じて、ＱＷ分布の均一性を改善し、構造注入効率を向上する。

Description

関連出願の相互参照
本出願は、２０１０年２月４日出願の米国仮特許出願第６１／３０１，５２３号の優先権を主張する。
本発明は、極性及び非極性ＩＩＩ族窒化物発光素子、すなわち発光ダイオード及びレーザーダイオードの注入効率に関する。
ＩＩＩ族窒化物発光素子における非極性技術の進歩への期待は非常に大きい（Ｗｅｔｚｅｌ ｅｔ ａｌ．，“ＲＰＩ ｓｔａｒｔｓ ｔｏ ｅｘｔｉｎｇｕｉｓｈ ｔｈｅ ｇｒｅｅｎ ｇａｐ，”Ｃｏｍｐｏｕｎｄ Ｓｅｍｉｃｏｎｄｕｃｔｏｒｓ，ｖｏｌ．１５，ｐｐ．２１−２３，２００９を参照）。非極性構造に内部分極場がないこと及び関連する量子閉じ込めシュタルク効果がないことは、非極性デバイスの方が輸送及び光学特性に優れることを意味する（Ｗａｌｔｅｒｅｉｔ ｅｔ ａｌ．，“Ｎｉｔｒｉｄｅ ｓｅｍｉｃｏｎｄｕｃｔｏｒｓ ｆｒｅｅ ｏｆ ｅｌｅｃｔｒｏｓｔａｔｉｃ ｆｉｅｌｄｓ ｆｏｒ ｅｆｆｉｃｉｅｎｔ ｗｈｉｔｅ ｌｉｇｈｔ−ｅｍｉｔｔｉｎｇ ｄｉｏｄｅｓ，” Ｎａｔｕｒｅ，ｖｏｌ．４０６，ｐｐ．８６５−８６８，２０００を参照）。非極性テンプレートは、活性な量子井戸（ＱＷｓ）におけるインジウム取り込み向上が必要とされるために、より高い歪誘起分極が極性デバイスの特性を阻害すると予想される緑−黄スペクトル領域で動作する発光素子に特に好ましいと考えられる。しかし、緑色レーザーダイオードは、最初、極性（Ｍｉｙｏｓｈｉ ｅｔ ａｌ．， “５１０−５１５ ｎｍ ＩｎＧａＮ−Ｂａｓｅｄ Ｇｒｅｅｎ Ｌａｓｅｒ Ｄｉｏｄｅｓ ｏｎ ｃ−Ｐｌａｎｅ ＧａＮ Ｓｕｂｓｔｒａｔｅ，” Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ Ｅｘｐｒｅｓｓ， ｖｏｌ．２，ｐ．０６２２０１，２００９；Ｑｕｅｒｅｎ ｅｔ ａｌ．， “５００ ｎｍ ｅｌｅｃｔｒｉｃａｌｌｙ ｄｒｉｖｅｎ ＩｎＧａＮ ｂａｓｅｄ ｌａｓｅｒ ｄｉｏｄｅｓ，” Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ Ｌｅｔｔｅｒｓ， ｖｏｌ．９４，ｐｐ．０８１１１９−３，２００９；及びＡｖｒａｍｅｓｃｕ ｅｔ ａｌ．，“ＩｎＧａＮ ｌａｓｅｒ ｄｉｏｄｅｓ ｗｉｔｈ ５０ ｍＷ ｏｕｔｐｕｔ ｐｏｗｅｒ ｅｍｉｔｔｉｎｇ ａｔ ５１５ ｎｍ，” Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ Ｌｅｔｔｅｒｓ，ｖｏｌ．９５，ｐｐ．０７１１０３−３，２００９を参照）及び非極性（Ｏｋａｍｏｔｏ ｅｔ ａｌ．，“Ｎｏｎｐｏｌａｒ ｍ−ｐｌａｎｅ ＩｎＧａＮ ｍｕｌｔｉｐｌｅ ｑｕａｎｔｕｍ ｗｅｌｌ ｌａｓｅｒ ｄｉｏｄｅｓ ｗｉｔｈ ａ ｌａｓｉｎｇ ｗａｖｅｌｅｎｇｔｈ ｏｆ ４９９．８ ｎｍ，” Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ Ｌｅｔｔｅｒｓ，ｖｏｌ．９４，ｐｐ．０７１１０５−３，２００９を参照）の両方の結晶方位テンプレートで実質的に同時に実装され、その際後者に実質的な利点はなく、これはＩＩＩ族窒化物の極性及び非極性発光構造に共通の欠点が存在することを示す。
本発明は、限定ではなく例として添付の図面において示され、前記図面において同様の参照符号は同様の要素を示す。
図１は、デバイスの全体構造を示している。挿入図は３ＱＷ活性領域のレイアウトの詳細図である。 図２は、同一注入レベルにおいて導波路層にインジウムを含まない典型的な極性及び非極性ＭＱＷ発光デバイス構造の３ＱＷ活性領域における伝導帯及び荷電子帯プロファイルの図を示している。破線は電子及び正孔の擬フェルミ準位を示す。 図３は、導波路層にインジウムを含まないモデル化された３ＱＷ極性（Ｃ１）及び非極性（Ｍ１）発光デバイス構造における量子井戸残留電荷を示している。 図４は、導波路層にインジウムを含まない典型的な極性（Ｃ１）及び非極性（Ｍ１）発光デバイス構造における活性量子井戸の電子及び正孔分布を注入電流密度の関数として示している。 図５は、その導波路及び障壁層にインジウムを取り込んだ本発明のＩＩＩ族窒化物発光デバイス（構造Ｍ３）の活性領域の公称エネルギーバンドプロファイルを示している。破線は、導波路及び障壁層にインジウム取り込みのないデバイス（構造Ｍ１）のバンドプロファイルを示す。 図６は、モデル化されたデバイスの活性量子井戸の電子及び正孔分布の不均一性に関して、非極性ＩＩＩ族窒化物発光デバイスの導波路及び障壁層にインジウムを５％（構造Ｍ２）及び１０％（構造Ｍ３）取り込んだ結果を示している。
以下の本発明の詳細な説明において、「１つの実施形態」は、当該実施形態に関連して記載された特定の特徴、構造、又は特性が本発明の少なくとも１つの実施形態に包含されることを意味する。この詳細な説明の様々な場所に現れる「１つの実施形態において」という表現は、必ずしもすべてが同じ実施形態を指すとは限らない。
既存のＩＩＩ族窒化物発光構造は、光学的及び電気的ロスが大きいことから、活性領域を多重ＱＷ（ＭＱＷ）設計にする必要がある。極性構造では、強力な内蔵の自発及びピエゾ分極場は、Ｐ側ＱＷが発光を支配する各ＱＷが不均一に分布する状態を生む（Ｄａｖｉｄ ｅｔ ａｌ．，“Ｃａｒｒｉｅｒ ｄｉｓｔｒｉｂｕｔｉｏｎ ｉｎ （０００１）ＩｎＧａＮ／ＧａＮ ｍｕｌｔｉｐｌｅ ｑｕａｎｔｕｍ ｗｅｌｌ ｌｉｇｈｔ−ｅｍｉｔｔｉｎｇ ｄｉｏｄｅｓ，” Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ Ｌｅｔｔｅｒｓ，ｖｏｌ．９２，ｐｐ．０５３５０２−３，２００８； Ｌｉｕ ｅｔ ａｌ．，“Ｂａｒｒｉｅｒ ｅｆｆｅｃｔ ｏｎ ｈｏｌｅ ｔｒａｎｓｐｏｒｔ ａｎｄ ｃａｒｒｉｅｒ ｄｉｓｔｒｉｂｕｔｉｏｎ ｉｎ ＩｎＧａＮ／ＧａＮ ｍｕｌｔｉｐｌｅ ｑｕａｎｔｕｍ ｗｅｌｌ ｖｉｓｉｂｌｅ ｌｉｇｈｔ−ｅｍｉｔｔｉｎｇ ｄｉｏｄｅｓ，” Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ Ｌｅｔｔｅｒｓ，ｖｏｌ．９３，ｐｐ．０２１１０２−３，２００８；及びＸｉｅ ｅｔ ａｌ．，“Ｏｎ ｔｈｅ ｅｆｆｉｃｉｅｎｃｙ ｄｒｏｏｐ ｉｎ ＩｎＧａＮ ｍｕｌｔｉｐｌｅ ｑｕａｎｔｕｍ ｗｅｌｌ ｂｌｕｅ ｌｉｇｈｔ ｅｍｉｔｔｉｎｇ ｄｉｏｄｅｓ ａｎｄ ｉｔｓ ｒｅｄｕｃｔｉｏｎ ｗｉｔｈ ｐ−ｄｏｐｅｄ ｑｕａｎｔｕｍ ｗｅｌｌ ｂａｒｒｉｅｒｓ，” Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ Ｌｅｔｔｅｒｓ，ｖｏｌ．９３，ｐｐ．１２１１０７−３，２００８を参照）。レーザー構造において、アンダーポンピングのＱＷｓは、そのバンド間吸収を全ロスに追加することで発振閾値を増大することができる。分極ＱＷｓの発振状態間の空間的重なりが減少すると、光学的ゲインがより小さくなり、極性レーザーの活性領域により多くのＱＷを必要とする。ワイドギャップＩＩＩ族窒化物では透明濃度（ｔｒａｎｓｐａｒｅｎｃｙ ｃｏｎｃｅｎｔｒａｔｉｏｎｓ）が本質的に高いことを考慮すると、ＱＷの数が増えることで、極性構造における発振閾値が一層増大すると予想される。このことは、非極性又は半極性技術を極性テンプレートの代替法として魅力的なものにしている。実際には、内部分極場がない場合、フラットバンド状態に達した後、非極性活性領域のＱＷｓはより均一に分布することから、非極性発光デバイスの閾値の方が確実に低くなるはずである。ただし、本発明では、内部分極場がない場合でも、ＱＷのインジウム量が高い（深いＱＷｓ）非極性ＭＱＷ構造では、広範な注入電流で同じ強力に不均一なＱＷ分布が依然として問題になることを強調する。本明細書で示す結果は、この不均一性が極性及び非極性のいずれのテンプレートにも共通の特徴であることを実証する。この不均一性は、深いＱＷへのキャリア閉じ込めによって誘起され、残留ＱＷ電荷によって自己無撞着に支持される。キャリア分布の不均一性はＱＷの深さと共に増大し、そのため、より長波長の発光素子でより顕著になる。本発明は、導波路及び障壁層へのインジウム取り込みは、極性及び非極性のいずれのＩＩＩ族窒化物発光素子においても活性ＱＷを効果的に浅化することによってＱＷ注入均一性を改善することを実証する。インジウム取り込みを向上する導波路層及び障壁層の最適組成は所望の発光波長に依存し、歪管理のためにアルミニウムを包含することもできる。インジウムを含まないＩＩＩ族窒化物構造の場合、導波路層及び障壁層へのアルミニウム取り込みの最適レベルは、活性ＱＷの浅化及び均一なＱＷ注入を確実とするように維持されるべきである。
現在のＩＩＩ族窒化物発光デバイスの上記欠点を考慮すると、このような弱点を克服することには重大な商業的価値がある。したがって、本発明の目的は、多重量子井戸を含み、最適なインジウム及び／又はアルミニウム濃度をデバイス活性領域の導波路層及び／又は障壁層に取り込んだＩＩＩ族窒化物発光デバイス構造を提供することである。ＩＩＩ族窒化物発光デバイスの導波路及び障壁層へのインジウム及び／又はアルミニウムの最適な取り込みにより、活性ＱＷの注入均一性を改善し、その結果構造の全体的な注入効率の向上、レーザーダイオードの閾値電流の低下及び発光ダイオードの外部効率の向上が得られる。本発明の別の目的及び利点は、添付の図面を参照しながら進む以下の本発明の好ましい実施形態の詳細な説明から明らかになるであろう。
インジウム及び／又はアルミニウムがその導波路層及び活性領域障壁層に取り込まれたＩＩＩ族窒化物多重量子井戸（ＭＱＷ）発光デバイスを本明細書で説明する。以下の記載では、説明の目的で、本発明の完全な理解を与えるために多数の具体的詳細を記述する。しかし、本発明を別の具体的詳細によって実施できることは当業者に明らかであろう。別の場合には、本発明を不明瞭にすることを避けるため、ブロックダイアグラムの形で構造及びデバイスを示す。
図１は、本発明のＩＩＩ族窒化物発光半導体デバイス１００の多層断面図の例示的実施形態を示す。図１に示すように、本発明のＩＩＩ族窒化物発光デバイス１００の好ましい実施形態は、一般的に有機金属化学気相成長法（ＭＯＣＶＤ）と呼ばれる周知のエピタキシャル成長プロセスを用いることによって窒化ガリウム（ＧａＮ）基板上に成長するＭＱＷ活性領域を有する半導体ダイオード構造である。液相エピタキシー（ＬＰＥ）、分子線エピタキシー（ＭＢＥ）、有機金属気相エピタキシー（ＭＯＶＰＥ）、ハイドライド気相エピタキシー（ＨＶＰＥ）、ハイブリッド有機金属気相エピタキシー（Ｈ−ＭＯＶＰＥ）又はその他の既知の結晶成長プロセスのようなその他の堆積プロセス、及び、その他の基板材料も使用することができる。発光デバイスの例示的実施形態１００による発光の所望の波長及びその他の関連特性は、活性領域層に使用するＩＩＩ族窒化物合金組成物ＩｎxＧａ1-xＮ、ＡｌyＧａ1-yＮ及びＡｌyＩｎxＧａ1-x-yＮ、量子井戸層の数、量子井戸層の幅、並びにＭＱＷ活性領域の量子井戸層を分離する障壁層の幅を含むがこれらに限定されない多層構造の複数の設計パラメータについて適切な値を選択することによって達成される。多層半導体構造の例示的実施形態の設計パラメータは、発光デバイス１００による発光の主波長が４５０ｎｍとなるように選択される。ただし、当業者は、図１の多層半導体構造の例示的実施形態の設計パラメータの選択を通じて達成できる波長よりも短い又は長い異なる波長を得るために図１の多層構造の上記パラメータを選択する方法を理解するであろう。
図１に示すように、多層半導体構造１００は、所望の結晶方位、すなわち極性、半極性又は非極性のいずれかを有する厚いＧａＮ基板テンプレート１６０上に成長した、６×１０18ｃｍ-3のレベルでドープされた厚さ１００ｎｍのＳｉドープＧａＮのｎ−コンタクト層１６２を包含する。典型的なＩＩＩ族窒化物デバイス構造の基板１６０及びｎ−コンタクト層１６２は一般的にＧａＮであるが、窒化インジウム・ガリウム（ＩｎxＧａ1-xＮ）又は窒化アルミニウムインジウムガリウム（ＡｌyＩｎxＧａ1-x-yＮ）材料合金も、図１の多層半導体構造の例示的実施形態の基板１６０及びｎ−コンタクト層１６２に使用できる。ｎ−コンタクト層１６２の上に、一般的には厚さ５００ｎｍで２×１０18ｃｍ-3のＳｉドープを有するｎ型ＡｌyＧａ1-yＮ／ＧａＮ超格子（ＳＬ）のクラッド層１６４を成長する。ＩｎxＧａ1-xＮ及びＡｌyＩｎxＧａ1-x-yＮ材料合金もクラッド層１６４に使用できる。クラッド層１６４の上に、一般的には１０18ｃｍ-3のレベルでＳｉドープされた厚さ１００ｎｍのｎ型ＧａＮ導波路層１６６を成長する。ＩｎxＧａ1-xＮ及びＡｌyＩｎxＧａ1-x-yＮ材料合金も導波路層１６６に使用できる。導波路層１６６の上は、ＩｎxＧａ1-xＮ障壁層１６８によって分離されたＩｎ0.2Ｇａ0.8Ｎ多重ＱＷ層１７０を含む発光デバイス構造１００の活性領域１３１を成長する。ＱＷ層１７０及び／又は障壁層１６８には、これらの層で所望のバンドギャップ値を実現するためにＩｎxＧａ1-xＮ又はＡｌyＩｎxＧａ1-x-yＮ材料合金も使用できる。ＱＷ層１７０及び障壁層１６８は、発光デバイス１００の最適性能を達成するためにドープ又は未ドープのいずれでもよい。ＱＷ層１７０及び障壁層１６８の厚さは、それぞれ３ｎｍ及び８ｎｍが選択されるが、これらの層の厚さは使用される結晶方位に応じて、及び発光デバイス１００の発光特性を所望の発光波長に合わせるために、増減することができる。図１の多層半導体構造の例示的実施形態において、ＱＷ層１７０及び障壁層１６８の選択された厚さ並びにＱＷ層１７０に取り込まれたインジウムのｘ＝０．２という非ゼロ値は、発光デバイス１００による発光の主波長が４５０ｎｍになるように選択した。
図１は発光デバイス１００の活性領域１３１が３つのＱＷｓを含むことを示すが、使用するＱＷｓの数は、発光デバイス１００の動作特性を微調整するために増減することができる。さらに、発光デバイス１００の活性領域１３１は、量子井戸の代わりに多数の量子細線又は量子ドットを含むこともできる。
活性領域１３１の上には厚さ１０ｎｍのＧａＮスペース層１７２が成長しており、これはドープ又は未ドープのいずれであることもできる。スペース層１７２の上には厚さ１５ｎｍのＡｌyＧａ1-yＮ電子ブロック層１７４が成長しており、これは通常ドーピングレベル約１０×１０18ｃｍ-3でマグネシウム（Ｍｇ）がｐドープされている。ＩｎxＧａ1-xＮ又はＡｌyＩｎxＧａ1-x-yＮ材料合金もスペース層１７２及び電子ブロック層１７４に使用できる。電子ブロック層１７４は電子リーク電流を低下させるために組み込まれており、これは発光デバイス１００の閾値電流及び動作温度を増大すると予想される。
電子ブロック層１７４の上には厚さ１００ｎｍのｐ型ＧａＮ導波路層１７６が成長しており、これは通常レベル１０19ｃｍ-3でマグネシウム（Ｍｇ）ドープされている。導波路層１７６の上には厚さ４００ｎｍのｐ型ＡｌyＧａ1-yＮ／ＧａＮ超格子（ＳＬ）クラッド層１７８が成長しており、これは一般的にレベル１０19ｃｍ-3でマグネシウム（Ｍｇ）ドープされている。クラッド層１７８の上は厚さ５０ｎｍのｐ型ＧａＮ−コンタクト層１７９が成長しており、これは一般的にレベル１０19ｃｍ-3でマグネシウム（Ｍｇ）ドープされている。ＩｎxＧａ1-xＮ及びＡｌyＩｎxＧａ1-x-yＮ材料合金も導波路層１７６、クラッド層１７８、及びコンタクト層１７９に使用できる。
多重層１６４−１６６−１３１−１７２−１７４−１７６は、光共振器又はＭＱＷ活性領域１３１による発光がその中に閉じ込められる発光デバイス１００の光閉じ込め領域として当業者に既知である。かかる光閉じ込め構造は一般的に、レーザーダイオードデバイスの実装に必要なフィードバック又は空洞共振器型発光ダイオードデバイスにおける光循環を与えるために使用される。
本発明のＩＩＩ族窒化物発光デバイス構造１００の予想される効果を、シミュレーションを用いて例示する。キャリア輸送シミュレーションの場合、ＩＩＩ族窒化物デバイスモデリングについて従来のドリフト拡散近似が広く受け入れられている（Ｊ．Ｐｉｐｒｅｋ，Ｏｐｔｏｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃ ｄｅｖｉｃｅｓ：ａｄｖａｎｃｅｄ ｓｉｍｕｌａｔｉｏｎ ａｎｄ ａｎａｌｙｓｉｓ．Ｎｅｗ Ｙｏｒｋ： Ｓｐｒｉｎｇｅｒ，２００５；及びＪ．Ｐｉｐｒｅｋ，“Ｎｉｔｒｉｄｅ Ｓｅｍｉｃｏｎｄｕｃｔｏｒ Ｄｅｖｉｃｅｓ： Ｐｒｉｎｃｉｐｌｅｓ ａｎｄ Ｓｉｍｕｌａｔｉｏｎ，” Ｂｅｒｌｉｎ： Ｗｉｌｅｙ−ＶＣＨ Ｖｅｒｌａｇ ＧｍｂＨ，２００７，ｐ．４９６を参照）。本発明者らのシミュレーションでは、活性ＱＷにおけるキャリア閉じ込めの詳細なモデル化に特に注意を払った。ＩＩＩ族窒化物ＱＷサブバンド構造及び井戸内電荷分布は、歪誘起変形ポテンシャル及び価電子帯混合項を用いた多重バンドハミルトニアンによって自己無撞着に計算された（Ｍ．Ｖ．Ｋｉｓｉｎ，“Ｍｏｄｅｌｉｎｇ ｏｆ ｔｈｅ Ｑｕａｎｔｕｍ Ｗｅｌｌ ａｎｄ Ｃａｓｃａｄｅ Ｓｅｍｉｃｏｎｄｕｃｔｏｒ Ｌａｓｅｒｓ ｕｓｉｎｇ ８−Ｂａｎｄ Ｓｃｈｒoｄｉｎｇｅｒ ａｎｄ Ｐｏｉｓｓｏｎ Ｅｑｕａｔｉｏｎ Ｓｙｓｔｅｍ，” ｉｎ ＣＯＭＳＯＬ Ｃｏｎｆｅｒｅｎｃｅ ２００７，Ｎｅｗｔｏｎ，ＭＡ，ＵＳＡ，２００７，ｐｐ．４８９−４９３を参照）。使用したデバイスシミュレーションは、極性及び非極性テンプレートを包含する任意の結晶方位におけるＩＩＩ族窒化物ＱＷ成長のモデリングを可能にする（Ｋｉｓｉｎ ｅｔ ａｌ．，“Ｍｏｄｅｌｉｎｇ ｏｆ ＩＩＩ−Ｎｉｔｒｉｄｅ Ｑｕａｎｔｕｍ Ｗｅｌｌｓ ｗｉｔｈ Ａｒｂｉｔｒａｒｙ Ｃｒｙｓｔａｌｌｏｇｒａｐｈｉｃ Ｏｒｉｅｎｔａｔｉｏｎ ｆｏｒ Ｎｉｔｒｉｄｅ−Ｂａｓｅｄ Ｐｈｏｔｏｎｉｃｓ，” ｉｎ ＣＯＭＳＯＬ Ｃｏｎｆｅｒｅｎｃｅ ２００８，Ｂｏｓｔｏｎ，ＭＡ，ＵＳＡ，２００８を参照）。シミュレーションしたＱＷ特性は、ＱＷサブバンド間のキャリアの熱再分布及び内部分極場のＱＷ内スクリーニングを考慮に入れる（Ｋｉｓｉｎ ｅｔ ａｌ．，“Ｏｐｔｉｃａｌ ｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓ ｏｆ ＩＩＩ−ｎｉｔｒｉｄｅ ｑｕａｎｔｕｍ ｗｅｌｌｓ ｗｉｔｈ ｄｉｆｆｅｒｅｎｔ ｃｒｙｓｔａｌｌｏｇｒａｐｈｉｃ ｏｒｉｅｎｔａｔｉｏｎｓ，” Ｊｏｕｒｎａｌ ｏｆ Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ，ｖｏｌ．１０５，ｐｐ．０１３１１２−５，２００９；及びＫｉｓｉｎ ｅｔ ａｌ．，“Ｏｐｔｉｍｕｍ ｑｕａｎｔｕｍ ｗｅｌｌ ｗｉｄｔｈ ｆｏｒ ＩＩＩ−ｎｉｔｒｉｄｅ ｎｏｎｐｏｌａｒ ａｎｄ ｓｅｍｉｐｏｌａｒ ｌａｓｅｒ ｄｉｏｄｅｓ，” Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ Ｌｅｔｔｅｒｓ，ｖｏｌ．９４，ｐｐ．０２１１０８−３，２００９を参照）。次いで、ＣＯＭＳＯＬベースのプログラミングにより、ＱＷ閉じ込めエネルギー準位、サブバンド状態密度（ＤＯＳ）パラメータ、スクリーニングされた分極場及びＱＷ発光再結合率の注入依存性を、輸送モデリングに自己無撞着に組み込むことができる。（Ｋｉｓｉｎ ｅｔ ａｌ．，“Ｓｏｆｔｗａｒｅ Ｐａｃｋａｇｅ ｆｏｒ Ｍｏｄｅｌｉｎｇ ＩＩＩ−Ｎｉｔｒｉｄｅ Ｑｕａｎｔｕｍ−Ｗｅｌｌ Ｌａｓｅｒ Ｄｉｏｄｅｓ ａｎｄ Ｌｉｇｈｔ Ｅｍｉｔｔｉｎｇ Ｄｅｖｉｃｅｓ，” ｉｎ ＣＯＭＳＯＬ Ｃｏｎｆｅｒｅｎｃｅ ２００９，Ｂｏｓｔｏｎ，ＭＡ，ＵＳＡ，２００９を参照）。
具体的には、モデル化されたベンチマークデバイス構造である極性Ｃ−１及び非極性Ｍ−１は、非極性及び極性結晶方位についてそれぞれ幅３ｎｍ及び２．５ｎｍの３層Ｉｎ0.2Ｇａ0.8０Ｎ ＱＷと、各々幅８ｎｍの２層のｎドープＧａＮ障壁と、上記のＭＱＷ層を幅１５ｎｍのＡｌ0.15Ｇａ0.85ＮのＰドープ電子ブロック層（ＥＢＬ）から分離する幅１０ｎｍの未ドープＧａＮスペーサ層とを含む。ＭＱＷ活性領域は１００ｎｍのＮドープ及びＰドープＧａＮ導波路層で挟まれる。モデル化のためのすべての微視的パラメータは、同じ出典から抽出した（Ｖｕｒｇａｆｔｍａｎ ｅｔ ａｌ．，“Ｅｌｅｃｔｒｏｎ ｂａｎｄ ｓｔｒｕｃｔｕｒｅ ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ，” ｉｎ Ｎｉｔｒｉｄｅ ｓｅｍｉｃｏｎｄｕｃｔｏｒ ｄｅｖｉｃｅｓ： Ｐｒｉｎｃｉｐｌｅｓ ａｎｄ ｓｉｍｕｌａｔｉｏｎ，Ｊ．Ｐｉｐｒｅｋ，Ｅｄ．： Ｗｉｌｅｙ，Ｎｅｗ Ｙｏｒｋ，２００７，ｐｐ．１３−４８］を参照）が、ＩｎＧａＮ基本バンドギャップボーイング係数の２．８ ｅＶという高い値は例外で、（Ｍｏｒｅｔ ｅｔ ａｌ．，“Ｏｐｔｉｃａｌ，ｓｔｒｕｃｔｕｒａｌ ｉｎｖｅｓｔｉｇａｔｉｏｎｓ ａｎｄ ｂａｎｄ−ｇａｐ ｂｏｗｉｎｇ ｐａｒａｍｅｔｅｒ ｏｆ ＧａＩｎＮ ａｌｌｏｙｓ，” Ｊｏｕｒｎａｌ ｏｆ Ｃｒｙｓｔａｌ Ｇｒｏｗｔｈ，ｖｏｌ．３１１，ｐｐ．２７９５−２７９７，２００９を参照）より採用した。荷電子帯対伝導帯のバンドオフセット比はすべての界面で３：７である。モデル化されたすべてのデバイス構造について、ＧａＮ導波路材料の格子に適合するためにＱＷ層が弾性的に歪んだ状態で活性領域のシュードモルフィック成長を仮定した。受け入れられた特定の材料パラメータ値はいずれも、モデリング結果にとって決定的ではない。本モデリングで実証されたＱＷ分布の不均一性は、活性領域内の深いＱＷｓの存在から排他的に生じ、これは長波長ＩＩＩ族窒化物発光素子すべてに特徴的な特性である。
図１に示す実質的に同じ多重層構造を有する４つの発光デバイス構造は、本発明の効果を実証するために比較の目的でモデル化された。第１の発光デバイス構造（Ｃ−１と呼ぶ）はｃ面（極性）結晶方位上に成長すると仮定したが、第２、第３及び第４のデバイス構造（Ｍ−１、Ｍ−２、及びＭ−３と呼ぶ）は、ｍ面（非極性）結晶方位上に成長すると仮定した。発光デバイス構造のレイアウトＣ−１及びＭ−１を、導波路及び障壁層にインジウムを取り込んだ本発明の発光デバイス構造Ｍ−２及びＭ−３と比較した（表１参照）。ｃ面（極性）及びｍ面（非極性）で成長したＭＱＷｓのサブバンド構造及び発光特性の詳細な比較は、（Ｋｉｓｉｎ ｅｔ ａｌ．，“Ｏｐｔｉｃａｌ ｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓ ｏｆ ＩＩＩ−ｎｉｔｒｉｄｅ ｑｕａｎｔｕｍ ｗｅｌｌｓ ｗｉｔｈ ｄｉｆｆｅｒｅｎｔ ｃｒｙｓｔａｌｌｏｇｒａｐｈｉｃ ｏｒｉｅｎｔａｔｉｏｎｓ，” Ｊｏｕｒｎａｌ ｏｆ Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ，ｖｏｌ．１０５，ｐｐ．０１３１１２−５，２００９；及び Ｋｉｓｉｎ ｅｔ ａｌ．，“Ｏｐｔｉｍｕｍ ｑｕａｎｔｕｍ ｗｅｌｌ ｗｉｄｔｈ ｆｏｒ ＩＩＩ−ｎｉｔｒｉｄｅ ｎｏｎｐｏｌａｒ ａｎｄ ｓｅｍｉｐｏｌａｒ ｌａｓｅｒ ｄｉｏｄｅｓ，” Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ Ｌｅｔｔｅｒｓ，ｖｏｌ．９４，ｐｐ．０２１１０８−３，２００９を参照）に記載されている。
微視的モデリングで得られた、閉じ込めエネルギー準位、サブバンド状態密度（ＤＯＳ）、発光再結合率、及びスクリーニングされた分極場のＭＱＷ注入レベルへの依存性を、ＣＯＭＳＯＬプログラム間データ補間手法による輸送モデリングに用い、ＭＱＷ分布動力学の現実的なシミュレーションを確実とした。極性（Ｃ−１）及び非極性（Ｍ−１、Ｍ−２、及びＭ−３）デバイス構造について、ＱＷパラメータの一部を表１に示す。モデリングに用いた有効なバルクパラメータには、発光定数Ｂ＝０．２×１０-10ｃｍ3／ｓ、キャリア非発光ＳＲＨ再結合寿命ｔe＝１０ｎｓ及びｔh＝２０ｎｓ、並びにオージェ再結合係数Ｃ＝１０-30ｃｍ6／ｓがある。これらの値は、一般的な実験的推定値にきわめて近い（Ｚｈａｎｇ ｅｔ ａｌ．，“Ｄｉｒｅｃｔ ｍｅａｓｕｒｅｍｅｎｔ ｏｆ Ａｕｇｅｒ ｒｅｃｏｍｂｉｎａｔｉｏｎ ｉｎ Ｉｎ０．１Ｇａ０．９Ｎ／ＧａＮ ｑｕａｎｔｕｍ ｗｅｌｌｓ ａｎｄ ｉｔｓ ｉｍｐａｃｔ ｏｎ ｔｈｅ ｅｆｆｉｃｉｅｎｃｙ ｏｆ Ｉｎ０．１Ｇａ０．９Ｎ／ＧａＮ ｍｕｌｔｉｐｌｅ ｑｕａｎｔｕｍ ｗｅｌｌ ｌｉｇｈｔ ｅｍｉｔｔｉｎｇ ｄｉｏｄｅｓ，” Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ Ｌｅｔｔｅｒｓ，ｖｏｌ．９５，ｐｐ．２０１１０８−３，２００９を参照）。ここでも、上記パラメータはいずれも、本発明の効果の実現にとって決定的ではなく、深いＩＩＩ族窒化物ＭＱＷにおける強力なキャリア閉じ込めによって主に決定されることは強調されるべきである。
Figure 2013519231
図２は、１．５ｋＡ／ｃｍ2という高い注入レベルで計算されたベンチマークデバイス構造Ｃ−１及びＭ−１における活性領域バンドプロファイルの比較である。このような高い注入レベルでも、非極性構造Ｍ１ではフラットバンド状態が達成されないことは重要である。これは、井戸間のポテンシャル障壁の分極及び分極に誘起されるポテンシャルポケットにおけるＥＢＬ両側での強力なキャリア蓄積といった極性構造Ｃ１に典型的な逆の特徴がデバイス構造Ｍ−１に不在であるという事実にもかかわらずである。その代わり、最もＮ側のＱＷのマイナス残留電荷による強力なクーロン障壁は、非極性構造の活性領域で強力な内部場を与える非極性構造Ｍ−１に特徴的である；図２の構造Ｍ−１を参照。ほぼ同じ注入レベルでは、非極性構造Ｍ−１の活性領域における内部場は、極性構造Ｃ−１におけるそれにほぼ匹敵する。非極性構造Ｍ−１の活性領域における内部場は、ＱＷ１（マイナス）と表示される最もＮ側の量子井戸とＱＷ３（プラス）と表示される最もＰ側の量子井戸との反対の電荷によって支持される：図３を参照。極性構造Ｃ１においてＱＷの電荷は反対であることに注意する。ＱＷは、強力なキャリアオーバーフローが作用したときの非常に高い注入電流密度でも荷電状態を保つ。オーバーフローが蓄積したときの注入レベルの典型的な値は、極性構造（Ｃ−１）では約１ｋＡ／ｃｍ2、非極性構造（Ｍ−１）では１５ｋＡ／ｃｍ2である。極性構造（Ｃ−１）の方が特性に劣ることは、ＥＢＬ境界における電荷蓄積によるＥＢＬ分解によって説明される；図１を参照。ＥＢＬのない両構造のモデリングは、キャリアオーバーフローは活性領域で観察されたバンドプロファイルの屈曲と無関係であることを裏付ける。非ＥＢＬ構造ではリークはより低い注入で始まるが、所与の電流密度に対する活性領域内蔵電場は事実上同じままである。
ＭＱＷ分布は本来、注入レベル（すなわち、電気的バイアス）の増大とともに収束する傾向がある。図４は、極性構造Ｃ−１においてかかる収束が約１０Ａ／ｃｍ2という低注入レベルで始まることを示すが、最もＰ側のＱＷ３の相対的分布は、１０ｋＡ／ｃｍ2を超える非常に高い注入レベルまで優勢である。非極性構造Ｍ１では、ＱＷ分布の不均一性はより幅広い注入電流において際立って強い状態を保ち、最もＮ側のＱＷ１によって支配される。
ＱＷの幅及び組成が異なるＱＷ構造のモデリングの結果、ＱＷ分布の不均一性を引き起こす最も重要な要因は、電子及び正孔ＱＷの深さであることが明らかになった。ＱＷ内スクリーニングの詳細、サブバンド間キャリア再分布、発光及び非発光再結合率、層ドープの変動及びキャリア移動度は、その次に重要な要因であること判明した。本発明者らのモデリングは、ＭＱＷ深さが正孔で１００ｍｅＶ、電子で２００ｍｅＶを超えた時に十分なキャリア閉じ込めが起きた状態で、本発明のベンチマークレイアウトＣ−１及びＭ−１の活性領域ＭＱＷは常に不均一に分布していることを示す。バンドオフセット比を変えることで、より強い正孔閉じ込め及び／又はより弱い電子閉じ込めはＰ側ＱＷの分布を支配的にするのに対し、より強い電子閉じ込め及び／又はより弱い正孔閉じ込めは最もＮ側のＱＷを支配的にすることも前記モデリングからわかる。
モデリング結果は、残留ＭＱＷ電荷の自己無撞着性作用によって容易に説明できる。極性構造Ｃ−１では、内部分極場の影響により、ＭＱＷは効果的に浅く、導波路層への電子の熱的流出はより効率的である。これは、その後のｐ側ＱＷに向かう電子のドリフト拡散輸送を促進するが、極性構造における正孔注入はＥＢＬによって強く制約される；図２（Ｃ−１）参照。スペーサとＥＢＬとの界面における強力な電子蓄積も、Ｐ側ＱＷの優勢を支持する。同じ組成の非極性構造では、ＭＱＷｓが効果的に深い。これは、導波路への電子流出を抑制し、Ｐ側ＱＷへの電子ドリフトを防止する。他方で、非極性ＥＢＬを通る正孔注入はより効率的である；図２（Ｍ−１）参照。これは、前記構造を通ってマイナスに荷電したＮ側ＱＷに向かう正孔輸送を促進し、その分布を増強する。しかし、非常に高い注入レベルでは、導波路を通る電子輸送は十分になり、Ｐ側ＭＱＷが再度優勢となる。
キャリア閉じ込めに影響する活性領域設計の特徴もＭＱＷ分布の不均一性に影響する。たとえば、非極性構造において、より幅広のＱＷの使用は、光モード閉じ込めを向上し、より長波長の発光を可能にするが、同時に、構造は不均一なＱＷ注入の影響を受けやすくなる。本発明者らのモデリングは、本発明の好ましい実施形態に従ってインジウムを導波路及び／又は障壁層に取り込むことによってＭＱＷ深さ及びキャリア閉じ込めを低減するよう効果的に作用して、不均一な注入の欠点を補償できることを示す。図５は、本発明のＩＩＩ族窒化物発光デバイス１００の好ましい実施形態の公称エネルギーバンドプロファイル（電気的バイアス及び空間電荷電場なし）を示す。図５に例証されるように、インジウムを発光構造導波路層及び障壁層に取り込むことで、より浅い量子井戸の実現が確実となる。より浅いＱＷの実現により、本発明の発光デバイス構造１００が非極性結晶方位に実装されたときに、そのＭＱＷ内で均一な電荷キャリア分布を実現することができ、その結果、注入効率の向上、及びレーザーダイオードにおける発振閾値の低下を実現できる。
図６は、本発明の発光デバイス１００の非極性構造Ｍ−２及びＭ−３の導波路及び障壁層へのインジウム取り込みの影響を示し、ここでＮ−導波路及び障壁層へのインジウム取り込み率は５％（Ｍ−２）及び１０％（Ｍ−３）である。構造Ｍ−２及びＭ−３における活性ＭＱＷ間の電荷キャリア（電子及び正孔）の均一分布が、構造の注入効率向上及び発光デバイスの光学的出力の向上を与えることに注目することも重要である。
同じ傾向に従い、より幅狭のＱＷ幅を使用することでも、ＭＱＷ分布の均一性を改善することができる。ＱＷが幅広いほどキャリア閉じ込めが強く、キャリアエネルギー準位がより深くなる。反対に、狭いＱＷは効果的に浅く、狭いＱＷへのキャリア閉じ込めは弱い。したがって、幅狭のＱＷの使用は、活性ＱＷの均一分布の達成を目的とした導波路層へのインジウム取り込みを補完する。ただし、ＱＷの幅には、ＱＷ分布の均一性と浅いＱＷの熱的非占有との間の相殺がある。ＩＩＩ族窒化物発光ＭＱＷ構造の最適な幅は５ｎｍを超えないことが望ましい（Ｋｉｓｉｎ ｅｔ ａｌ．，“Ｏｐｔｉｍｕｍ ｑｕａｎｔｕｍ ｗｅｌｌ ｗｉｄｔｈ ｆｏｒ ＩＩＩ−ｎｉｔｒｉｄｅ ｎｏｎｐｏｌａｒ ａｎｄ ｓｅｍｉｐｏｌａｒ ｌａｓｅｒ ｄｉｏｄｅｓ，” Ａｐｐｌｉｅｄ Ｐｈｙｓｉｃｓ Ｌｅｔｔｅｒｓ，ｖｏｌ．９４，ｐｐ．０２１１０８−３，２００９を参照）。ＱＷの幅狭化は非極性構造の方が有効であり、極性ＱＷでは、内部分極場の影響により、有効なＱＷ幅がすでに公称値よりも小さく、それに対応してキャリア閉じ込めが弱いことを指摘しておいた方がよいであろう。たとえば、本発明者らのモデリングは、ＱＷ幅を２ｎｍに変えても構造Ｃ−１の相対的ＱＷ分布に顕著な変化は何も生じないが、構造Ｍ−１における同様のＱＷ幅の変化は、１００Ａ／ｃｍ2というはるかに低い注入レベルでＭＱＷ分布の収束をもたらすことを示す。
本発明のＩＩＩ族窒化物発光デバイス１００の主な特徴の１つ、すなわち、導波路層１６６へのインジウム取り込みのさらなる利点は、かかる特徴はＭＱＷ層１７０へのインジウム摂取（より高レベルのインジウム取り込みを意味する）の向上を促進することである。表１のデバイス構造Ｃ−１のような典型的なＩＩＩ族窒化物発光デバイスにおいて、導波路層１６６へのインジウム取り込みなし（“ｘ”の値がゼロであることを意味する）から第１の量子井戸層ＱＷ−１ １７０のインジウムの有限比“ｘ”への遷移は、ＭＱＷ１７０への所望の取り込み比率“ｘ”における有効かつ均一なインジウム取り込みを妨げるのに十分な、前記２層間での有意な格子不一致を引き起こす可能性がある。かかる影響はＭＱＷ内の高いインジウムレベルの取り込みを妨げることが知られており、これはＩＩＩ族窒化物発光デバイスからのより長波長の発光の実現を妨げると予想される。上述の注入効率向上を達成するという利点に加えて、導波路層１６６へのインジウム取り込みは、導波路層とＱＷ−１層１７０との間の結晶格子不一致を低減すると考えられ、その結果本発明のＩＩＩ族窒化物発光デバイス１００のＭＱＷ層１７０へのより高比率“ｘ”での有効かつ均一なインジウム取り込みを促進すると考えられる。したがって、ＭＱＷ層１７０へのインジウム取り込みの高比率“ｘ”の実現は導波路層１６６へのインジウム取り込みによって促進され、図５に例証するように、それによって後者は、導波路層１６６の上下でのインジウムの比率“ｘ”の漸進的な又は段階的で不連続な増大として達成される。
要約すると、数値的シミュレーション及びモデリングを通じて、デバイス構造の導波路／障壁層にインジウムが取り込まれた（インジウム取り込み比率“ｘ”がゼロではないことを意味する）本発明の発光デバイス構造は電荷キャリア分布均一性を改善し、これが後にＩＩＩ族窒化物発光デバイスの高注入効率及び低閾値の実現に繋がることが示された。
上記の詳細な説明において、本発明を、その具体的実施形態を参照して説明した。しかし、本発明に対して様々な修正及び変更を、本発明のより広い趣旨及び範囲から逸脱せずに実施できることは明らかである。したがって、設計詳細図及び図面は、制限的ではなく例示的なものとみなすべきである。本発明の一部を好ましい実施形態としての上記の実施とは異なって実施してもよいことを当業者は理解するであろう。例えば、当業者は、本発明の導波路及び障壁層に最適なインジウム及び／又はアルミニウムが取り込まれた多重量子井戸を含むＩＩＩ族窒化物発光デバイス構造を、量子井戸の数、量子井戸の幅、障壁の幅、導波路層のインジウム及び／又はアルミニウム取り込み比率、障壁層のインジウム比率及び／又はアルミニウム取り込み比率、電子ブロック層（ＥＢＬ）の組成、ｐドープ及びｎドープ層のドーピングレベル並びにデバイスの導波路及びクラッド層の厚さを様々に変えて実施できることを理解するであろう。
上記の記載で、例示的実施形態は所望の結果を達成するために合金の主成分としてインジウムを使用したことに注意すべきである。この選択は、主として所望の波長の光を発光するためのものであった。しかし、本発明は、少なくとも赤外から紫外までの範囲を発光する発光デバイスに使用してもよいことに注意する。したがって、特に青から紫外については、所望のバンドギャップを得るためにアルミニウムを主成分としてもよい。このように一般的に、本発明の実施形態はＩＩＩ族窒化物合金ＩｎxＧａ1-xＮ、ＡｌyＧａ1-yＮ及び／又はＡｌyＩｎxＧａ1-x-yＮを使用し、これらの合金の最も一般な式で与えられるｘ及び／又はｙはゼロであってもよい。本発明のデバイスの比較性能を、Ｎドープ導波路及び障壁層にＡｌyＩｎxＧａ1-x-yＮ（式中ｘ及び／又はｙはゼロではない）を用いた発光デバイスの性能を、ｘ及びｙがいずれもゼロである対応する発光デバイスの性能と比較することによって明らかにした。その際、Ｎドープ導波路のバンドギャップは、ｘ及びｙがゼロ値（すなわちＧａＮ）から活性多重量子井戸領域に隣接するｘ及びｙのいずれか又は両方がゼロではないＡｌyＩｎxＧａ1-x-yＮまで漸進的又は段階的に変化すると考えられる。これに関連して、図５より、Ｎ型導波路のバンドギャップは好ましくは多重量子井戸領域の障壁層のバンドギャップとほぼ同じであるように思われるかもしれないが、一般的にこれは本発明の制限ではない。
当業者はさらに、本発明の上記の実施形態の詳細にその基本となる原則及び教示から逸脱することなく多くの変更を加えることができることを理解するであろう。したがって、本発明の範囲は以下の請求項によってのみ決定される。

Claims (14)

  1. 極性、半極性又は非極性結晶方位にＩＩＩ族窒化物合金材料を用いて作製され、ｐドープ導波路層、活性多重量子井戸領域、電子ブロック層及びＮドープ導波路領域に分類される多重層を含む固体発光デバイスであって、前記活性多重量子井戸領域は更に多重量子井戸と障壁層を形成するための多重層と、Ｎドープ導波路領域に付随するバンドギャップと、前記多重層へのインジウム及び／又はアルミニウムの取り込みによって得られる障壁層とをさらに有することを特徴とする固体発光デバイス。
  2. 前記Ｎドープ導波路領域及び前記障壁層中のインジウム及び／又はアルミニウムの量は、前記活性多重量子井戸と前記Ｎドープ導波路領域及び前記障壁層との間のバンドギャップの差を低減するように選択される、請求項１に記載の固体発光デバイス。
  3. 前記障壁層のバンドギャップは前記活性多重量子井戸領域に隣接する前記Ｎドープ導波路層のバンドギャップとほぼ同じである、請求項２に記載の固体発光デバイス。
  4. 前記活性多重量子井戸領域及び前記Ｎドープ導波路層は三元半導体合金材料ＩｎxＧａ1-xＮ及びＡｌyＧａ1-yＮ又は四元半導体合金材料ＡｌyＩｎxＧａ1-y-xＮを用いて作製され、前記下付き文字“ｘ”及び“ｙ”は前記活性多重量子井戸、前記障壁層及び前記Ｎドープ導波路層に使用される合金組成を表す、請求項１に記載の固体発光デバイス。
  5. 前記活性多重量子井戸内の合金に関する値“ｘ”及び“ｙ”は請求項１の固体発光デバイスが所望の範囲の波長内で発光するように選択されている、請求項４に記載の固体発光デバイス。
  6. 前記障壁層及び前記導波路層内の合金に関する値“ｘ”及び“ｙ”は、前記活性多重量子井戸内に均一なキャリア分布を与えるように選択されている、請求項４に記載の固体発光デバイス。
  7. 前記障壁層内の合金に関する値“ｘ”及び“ｙ”は、前記活性多重量子井戸間の均一なキャリア分布を達成して、ｘ”及び“ｙ”の値がいずれもゼロである場合よりも高い注入効率を与えるように選択されている、請求項４に記載の固体発光デバイス。
  8. 前記Ｎドープ導波路領域内の合金に関する値“ｘ”及び“ｙ”は、前記活性多重量子井戸間の均一なキャリア分布を達成し、組成“ｘ”及び“ｙ”がいずれもゼロである場合よりも高い注入効率を与えるように選択されている、請求項４に記載の固体発光デバイス。
  9. 前記Ｎドープ導波路層内の合金に関する“ｘ”及び／又は“ｙ”は、前記活性多重量子井戸との格子一致によって増大する非ゼロ値の範囲にわたって漸進的に変動するように選択されている、請求項４に記載の固体発光デバイス。
  10. 前記Ｎドープ導波路層内の合金に関する“ｘ”及び／又は“ｙ”は、前記活性多重量子井戸との格子一致によって増大する非ゼロ値の範囲にわたって不連続段階的に変動するように選択されている、請求項４に記載の固体発光デバイス。
  11. 前記Ｎドープ導波路層内の合金に関する値“ｘ”及び／又は“ｙ”は、前記Ｎドープ導波路内のバンドギャップが増大する非ゼロ値の範囲にわたって漸進的に変動し、前記障壁層のバンドギャップにほぼ等しい前記活性多重量子井戸領域に隣接するバンドギャップを得るように選択されている、請求項４に記載の固体発光デバイス。
  12. 前記Ｎドープ導波路層内の合金に関する値“ｘ”及び／又は“ｙ”は、前記Ｎドープ導波路内のバンドギャップが増大する非ゼロ値の範囲にわたって不連続段階的に変動し、障壁層のバンドギャップにほぼ等しい前記活性多重量子井戸領域に隣接するバンドギャップを得るように選択されている、請求項４に記載の固体発光デバイス。
  13. 前記活性多重量子井戸は、この井戸内に均一なキャリア分布を与えるよう幅狭である、請求項１に記載の固体発光デバイス。
  14. 高注入効率レーザーダイオード又は発光ダイオードデバイスとして実現される、請求項１に記載の固体発光デバイス。
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