JPH08279647A - 単極性半導体レーザ - Google Patents
単極性半導体レーザInfo
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Abstract
(57)【要約】
【目的】 最初の単極性半導体レーザを提供する。
【構成】 レーザは、ＧａＩｎＡｓ／ＡｌＩｎＡｓ系で
実施され、約４．２μｍの波長の放射を放出した。他の
材料系での実施も可能で、レーザは広いスペクトル領域
中のあらかじめ決められた波長において、放射するよう
容易に設計できる。このレーザを“量子カスケード（Ｑ
Ｃ）”レーザと命名した。ＱＣレーザは多層半導体構造
を含み、それは複数の本質的に同一のアンドープ“活
性”領域（１１）を含み、与えられた活性領域はドープ
された“エネルギー緩和”領域（１２）により、隣接し
た領域から分離されている。本発明の一実施例におい
て、活性領域は第３から第２のエネルギー状態への発光
性遷移が、本質的に“対角”遷移であるように選択さ
れ、別の実施例においては、活性領域は放射遷移が本質
的に“垂直”遷移であるように選択される。後者の場
合、エネルギー緩和領域は、第３のエネルギー状態に対
応するエネルギーの荷電キャリヤ（典型的な場合電子）
に対する超格子ブラッグ反射器を含むと有利である。
実施され、約４．２μｍの波長の放射を放出した。他の
材料系での実施も可能で、レーザは広いスペクトル領域
中のあらかじめ決められた波長において、放射するよう
容易に設計できる。このレーザを“量子カスケード（Ｑ
Ｃ）”レーザと命名した。ＱＣレーザは多層半導体構造
を含み、それは複数の本質的に同一のアンドープ“活
性”領域（１１）を含み、与えられた活性領域はドープ
された“エネルギー緩和”領域（１２）により、隣接し
た領域から分離されている。本発明の一実施例におい
て、活性領域は第３から第２のエネルギー状態への発光
性遷移が、本質的に“対角”遷移であるように選択さ
れ、別の実施例においては、活性領域は放射遷移が本質
的に“垂直”遷移であるように選択される。後者の場
合、エネルギー緩和領域は、第３のエネルギー状態に対
応するエネルギーの荷電キャリヤ（典型的な場合電子）
に対する超格子ブラッグ反射器を含むと有利である。
Description
【０００１】発明の分野 本発明は注入型半導体レーザの分野に係る。
【０００２】本発明の背景 アール・エフ・カザリノフ（R. F. Kazarinov）ら（ソ
ビエト・フィジックス−セミコンダクターズ（Soviet P
hysics-Semconductors、第５（４）巻、７０７頁（１９
７１））は、半導体超格子構造中での、電磁波の増幅の
可能性を予言した。この初期の論文が発表されて以来、
単極性量子井戸半導体レーザの可能性について、この分
野の多くの研究者によって考えらてきた。たとえば、エ
ス・ジェイ・ボレンスタイン（S. J. Borenstein）ら、
アプライド・フィジックス・レターズ（Applied Physic
s Letters、第５５（７）巻、６５４頁（１９８９）；
キュー・フー（Q. Hu）ら、アプライド・フィジックス
・レターズ（Applied Physics Letters）第５９（２
３）巻、２９２３頁（１９９１）；エイ・カスタルスキ
（A.Kastalsky）ら、アプライド・フィジックス・レタ
ーズ（Applied Physics Letters）第５９（２１）巻、
２６３６頁（１９９１）；ダヴリュ・エム・イー（W.
M. Yee）ら、アプライド・フィジックス・レターズ（Ap
plied Physics Letters）第６３（８）巻、１０８９頁
（１９９３）を参照のこと、しかし、知る限りにおい
て、従来技術では、提案された単極構造のいずれにおい
ても、レーザは観察されていない。
ビエト・フィジックス−セミコンダクターズ（Soviet P
hysics-Semconductors、第５（４）巻、７０７頁（１９
７１））は、半導体超格子構造中での、電磁波の増幅の
可能性を予言した。この初期の論文が発表されて以来、
単極性量子井戸半導体レーザの可能性について、この分
野の多くの研究者によって考えらてきた。たとえば、エ
ス・ジェイ・ボレンスタイン（S. J. Borenstein）ら、
アプライド・フィジックス・レターズ（Applied Physic
s Letters、第５５（７）巻、６５４頁（１９８９）；
キュー・フー（Q. Hu）ら、アプライド・フィジックス
・レターズ（Applied Physics Letters）第５９（２
３）巻、２９２３頁（１９９１）；エイ・カスタルスキ
（A.Kastalsky）ら、アプライド・フィジックス・レタ
ーズ（Applied Physics Letters）第５９（２１）巻、
２６３６頁（１９９１）；ダヴリュ・エム・イー（W.
M. Yee）ら、アプライド・フィジックス・レターズ（Ap
plied Physics Letters）第６３（８）巻、１０８９頁
（１９９３）を参照のこと、しかし、知る限りにおい
て、従来技術では、提案された単極構造のいずれにおい
ても、レーザは観察されていない。
【０００３】当業者は、いくつかの型の単極性注入レー
ザによって得られる可能性のある利点に気がつく。それ
らの中には、電子／正孔再結合により制限されない周波
数応答、線幅増加因子が（理論的に）ゼロであるための
狭い放射線、従来の（すなわちバイポーラ）半導体レー
ザより弱いレーザ閾値の温度依存性がある。更に、適切
に設計された単極性半導体レーザは、中赤外（中ＩＲ）
からサブミリメートル領域のスペクトル領域、たとえば
ほぼ３−１００μｍの範囲、すなわち量子閉じ込めによ
り、全体が決まる領域に放射波長がもてる。放射波長は
上述の広いスペクトル領域に渡って、同じヘテロ構造を
用いて調整でき、スペクトルの一部は、ダイオード半導
体レーザで容易に実現できる。更に、単極性レーザは比
較的広い禁制帯をもつ技術的に十分発達した材料（たと
えば、ＧａＡｓ又はＩｎＰを基本とする構造）を使用で
き、ＰｂＳｎＴｅのような温度に対して敏感で、プロセ
スが難しい小さな禁制帯の材料に依存する必要がない。
たとえば、そのような単極性レーザは、汚染のモニタ、
産業プロセス及び自動車用に用いても有利である。
ザによって得られる可能性のある利点に気がつく。それ
らの中には、電子／正孔再結合により制限されない周波
数応答、線幅増加因子が（理論的に）ゼロであるための
狭い放射線、従来の（すなわちバイポーラ）半導体レー
ザより弱いレーザ閾値の温度依存性がある。更に、適切
に設計された単極性半導体レーザは、中赤外（中ＩＲ）
からサブミリメートル領域のスペクトル領域、たとえば
ほぼ３−１００μｍの範囲、すなわち量子閉じ込めによ
り、全体が決まる領域に放射波長がもてる。放射波長は
上述の広いスペクトル領域に渡って、同じヘテロ構造を
用いて調整でき、スペクトルの一部は、ダイオード半導
体レーザで容易に実現できる。更に、単極性レーザは比
較的広い禁制帯をもつ技術的に十分発達した材料（たと
えば、ＧａＡｓ又はＩｎＰを基本とする構造）を使用で
き、ＰｂＳｎＴｅのような温度に対して敏感で、プロセ
スが難しい小さな禁制帯の材料に依存する必要がない。
たとえば、そのような単極性レーザは、汚染のモニタ、
産業プロセス及び自動車用に用いても有利である。
【０００４】単極性量子井戸半導体レーザの従来技術の
提案には、典型的な場合、共鳴トンネル構造の使用が含
まれる。たとえば、ダヴリュ・エム・イー（W. M. Ye
e）ら（上で引用）は、２つの結合された量子井戸構造
を解析した。その１つ１つが、エネルギーフィルタ井戸
間にはさまれた放射量子井戸を含み、ｎ−ドープ注入／
コレクタ領域間にはさまれた量子井戸アセンブリと結合
している。エネルギーフィルタ井戸は、それぞれ唯一の
疑基底準位（それぞれＥ1 及びＥ3 ）をもち、放射量子
井戸は１つ以上の疑基底準位をもち、２つの準位間で
（Ｅ2 (2)及びＥ2 (1)）サブバンド間遷移が起こる。印加
電界により、Ｅ1 が本質的にＥ2 (2)とそろった時、注入
器からの電子は、共鳴的にＥ2 (2)をポピュレートでき
る。もし同じ印加電界で、Ｅ3 が本質的にＥ2 (1)とそろ
うなら、後者は共鳴して空乏になり、コレクタになりう
る。もし前者のプロセスの時定数が、後者の時定数より
長いなら、放射量子井戸中のポピュレーション・インバ
ージョンが、少なくとも原理的には得られる。
提案には、典型的な場合、共鳴トンネル構造の使用が含
まれる。たとえば、ダヴリュ・エム・イー（W. M. Ye
e）ら（上で引用）は、２つの結合された量子井戸構造
を解析した。その１つ１つが、エネルギーフィルタ井戸
間にはさまれた放射量子井戸を含み、ｎ−ドープ注入／
コレクタ領域間にはさまれた量子井戸アセンブリと結合
している。エネルギーフィルタ井戸は、それぞれ唯一の
疑基底準位（それぞれＥ1 及びＥ3 ）をもち、放射量子
井戸は１つ以上の疑基底準位をもち、２つの準位間で
（Ｅ2 (2)及びＥ2 (1)）サブバンド間遷移が起こる。印加
電界により、Ｅ1 が本質的にＥ2 (2)とそろった時、注入
器からの電子は、共鳴的にＥ2 (2)をポピュレートでき
る。もし同じ印加電界で、Ｅ3 が本質的にＥ2 (1)とそろ
うなら、後者は共鳴して空乏になり、コレクタになりう
る。もし前者のプロセスの時定数が、後者の時定数より
長いなら、放射量子井戸中のポピュレーション・インバ
ージョンが、少なくとも原理的には得られる。
【０００５】当業者は認識するであろうが、イー（Ｙｅ
ｅ）らにより分析された型の構造（すなわち、一組の結
合された量子井戸を含む構造）から得られる光出力パワ
ーは、実際的な関心をもつには小さすぎる。原理的に
は、この欠点は、前記組を複数含む構造を形成すること
により改善できる。しかし、基本的な理由のため、その
ような構造では典型的な場合、レーザ発振は得られな
い。たとえば、ドープ領域を含むそのような多量子井戸
構造に電圧を印加することにより、典型的な場合、デバ
イス中に不均一な電界が生じ、負性抵抗と不安定性を伴
う。たとえば、ケイ・ケイ・チョイ（K. K. Choi）ら、
フィジカル・レビュー（Physical Review）Ｂ、第３５
（８）巻、４１７２頁（１９８７）を参照のこと。
ｅ）らにより分析された型の構造（すなわち、一組の結
合された量子井戸を含む構造）から得られる光出力パワ
ーは、実際的な関心をもつには小さすぎる。原理的に
は、この欠点は、前記組を複数含む構造を形成すること
により改善できる。しかし、基本的な理由のため、その
ような構造では典型的な場合、レーザ発振は得られな
い。たとえば、ドープ領域を含むそのような多量子井戸
構造に電圧を印加することにより、典型的な場合、デバ
イス中に不均一な電界が生じ、負性抵抗と不安定性を伴
う。たとえば、ケイ・ケイ・チョイ（K. K. Choi）ら、
フィジカル・レビュー（Physical Review）Ｂ、第３５
（８）巻、４１７２頁（１９８７）を参照のこと。
【０００６】単極性半導体レーザのかなり可能性のある
商業的かつ科学的価値、特に中ＩＲスペクトル領域で放
射できるよう設計できるという価値を考えると、そのよ
うなレーザには、本質的に関心がもたれる。本明細書は
量子カスケード（ＱＣ）レーザとよぶ、そのようなレー
ザを開示する。
商業的かつ科学的価値、特に中ＩＲスペクトル領域で放
射できるよう設計できるという価値を考えると、そのよ
うなレーザには、本質的に関心がもたれる。本明細書は
量子カスケード（ＱＣ）レーザとよぶ、そのようなレー
ザを開示する。
【０００７】本発明の概要 本発明は、特許請求の範囲で規定される。広義には、本
明細書は、単極性注入レーザを開示するものである。よ
り具体的には、本発明は第１の伝導形（典型的な場合ｎ
形）のみのドープ半導体材料を含む多層半導体構造と、
前記多層半導体構造に電圧（通常の動作電圧）を印加す
るための手段を含む単極性半導体（典型的な場合、ＩＩ
Ｉ−Ｖ半導体）レーザを含む製品で実施される。
明細書は、単極性注入レーザを開示するものである。よ
り具体的には、本発明は第１の伝導形（典型的な場合ｎ
形）のみのドープ半導体材料を含む多層半導体構造と、
前記多層半導体構造に電圧（通常の動作電圧）を印加す
るための手段を含む単極性半導体（典型的な場合、ＩＩ
Ｉ−Ｖ半導体）レーザを含む製品で実施される。
【０００８】重要なことは、多層構造は複数の（たとえ
ば１０又はそれ以上）本質的に同一（すなわち、せいぜ
い本質的に避けられない小さな差を示すだけ）の“活
性”領域を含み、前記活性領域のある１つは、“エネル
ギー緩和”領域により、隣接した活性領域から分離され
ていることである。前記活性領域のそれぞれは、１ない
し複数の量子井戸を含む。前記少なくとも１つの量子井
戸に付随して、少なくとも２つ（好ましくは３つ又はそ
れ以上）のエネルギー状態があり、前記少なくとも２つ
（又は３つ）のエネルギー状態は、それぞれ第３及び第
２（又は第３、第２及び第１）のエネルギー状態とよば
れる。第３のエネルギー状態は、第２のエネルギー状態
より高いエネルギーにあり、第２のエネルギー状態は
（適当なバイアス下で）第１のエネルギー状態より、高
いエネルギー状態にある。第３、第２及び第１のエネル
ギー状態はまた、それぞれｎ＝３、２及び１状態とよば
れる。前記第１、第２及び第３のエネルギー状態に付随
して、それぞれ第１、第２及び第３の波動関数がある。
波動関数は、もし波動関数の２乗の中心係数が井戸中に
位置するなら、井戸中のエネルギー状態に“付随”す
る。
ば１０又はそれ以上）本質的に同一（すなわち、せいぜ
い本質的に避けられない小さな差を示すだけ）の“活
性”領域を含み、前記活性領域のある１つは、“エネル
ギー緩和”領域により、隣接した活性領域から分離され
ていることである。前記活性領域のそれぞれは、１ない
し複数の量子井戸を含む。前記少なくとも１つの量子井
戸に付随して、少なくとも２つ（好ましくは３つ又はそ
れ以上）のエネルギー状態があり、前記少なくとも２つ
（又は３つ）のエネルギー状態は、それぞれ第３及び第
２（又は第３、第２及び第１）のエネルギー状態とよば
れる。第３のエネルギー状態は、第２のエネルギー状態
より高いエネルギーにあり、第２のエネルギー状態は
（適当なバイアス下で）第１のエネルギー状態より、高
いエネルギー状態にある。第３、第２及び第１のエネル
ギー状態はまた、それぞれｎ＝３、２及び１状態とよば
れる。前記第１、第２及び第３のエネルギー状態に付随
して、それぞれ第１、第２及び第３の波動関数がある。
波動関数は、もし波動関数の２乗の中心係数が井戸中に
位置するなら、井戸中のエネルギー状態に“付随”す
る。
【０００９】本発明の第１の実施例において、ｎ＝３か
らｎ＝２状態への遷移は、本質的に“対角”的遷移であ
る。第１の実施例の重要な特徴は、与えられた活性領域
中の第３及び第２の導波路間に、少ない空間的な重なり
が生じるように、活性領域を形成することである。“少
ない空間的重なり”ということは、ダヴリュ・エム・イ
ー（W. M. Yee）らのアプライド・フィジックス・レタ
ーズ（Applied PhysicsLetters）第６３（８）巻、１０
８９頁の図１の２つの構造のいずれかのＱＷ２の波動関
数状態Ｅ2 (2)及びＥ2 (1)間の重なりより小さい重なり
を、ここでは意味する。量子井戸構造中の波動関数間の
重なりを計算する技術は、当業者には知られており、詳
説は必要ない。たとえば、ジー・バスタード（G. Basta
rd）“ヘテロ構造に適用した波動力学”、ル・エディシ
ョン・ド・フィジーク（Les Editionsde Physigue） 、
パリ、１９９０を参照のこと。また、ディー・エフ・ネ
ルソン（D. F. Nelson）ら、フィジカル・レビュー（Ph
ysical Review B.）第３５（１４）巻、７７７０頁（１
９８７）も参照のこと。少なくともある程度の（好まし
くは本質的に全ての）荷電が、第３から第２のエネルギ
ー状態へ（対角）発光遷移をする。
らｎ＝２状態への遷移は、本質的に“対角”的遷移であ
る。第１の実施例の重要な特徴は、与えられた活性領域
中の第３及び第２の導波路間に、少ない空間的な重なり
が生じるように、活性領域を形成することである。“少
ない空間的重なり”ということは、ダヴリュ・エム・イ
ー（W. M. Yee）らのアプライド・フィジックス・レタ
ーズ（Applied PhysicsLetters）第６３（８）巻、１０
８９頁の図１の２つの構造のいずれかのＱＷ２の波動関
数状態Ｅ2 (2)及びＥ2 (1)間の重なりより小さい重なり
を、ここでは意味する。量子井戸構造中の波動関数間の
重なりを計算する技術は、当業者には知られており、詳
説は必要ない。たとえば、ジー・バスタード（G. Basta
rd）“ヘテロ構造に適用した波動力学”、ル・エディシ
ョン・ド・フィジーク（Les Editionsde Physigue） 、
パリ、１９９０を参照のこと。また、ディー・エフ・ネ
ルソン（D. F. Nelson）ら、フィジカル・レビュー（Ph
ysical Review B.）第３５（１４）巻、７７７０頁（１
９８７）も参照のこと。少なくともある程度の（好まし
くは本質的に全ての）荷電が、第３から第２のエネルギ
ー状態へ（対角）発光遷移をする。
【００１０】エネルギー緩和領域は、通常の動作電圧が
印加された時、与えられたエネルギー緩和領域中の与え
られた伝導形の荷電キャリヤの動きを、本質的にエネル
ギー緩和し、無秩序化するように選択される。図１を参
照して、別の言い方をすると、エネルギー緩和層１２は
たとえば、キャリヤが次の活性層のｎ＝３状態１２２に
トンネルできるように、ｎ−１エネルギー状態１１９の
エネルギーから、次の活性領域のｎ＝３エネルギーへの
荷電キャリヤの緩和を容易にするように選択される。た
とえば、緩和領域の厚さは１−２λE である。ここで、
λE はエネルギー緩和領域中のキャリヤのエネルギー平
均自由行程である。少なくともある程度の荷電キャリヤ
は、障壁層を貫いて、前記第１のエネルギー状態からト
ンネルすることにより、与えられたエネルギー緩和領域
中に導入される。典型的な場合、活性領域はせいぜい低
濃度ドープ（たとえば約２−３×１０16ｃｍ-3）で、好
ましくはアンドープ（意図的にはドープされていない）
で、傾斜禁制帯領域は、典型的な場合ｎ形である与えら
れた形の伝導形を示すように、（自由キャリヤ吸収を最
小にするために、約１０17ｃｍ-3を大きく越えないこと
が望ましい）ドープされる。エネルギー緩和領域は、連
続的（アナログ）又は階段状に傾斜してよく、現在好ま
しい実施例では、ディジタルに傾斜している。
印加された時、与えられたエネルギー緩和領域中の与え
られた伝導形の荷電キャリヤの動きを、本質的にエネル
ギー緩和し、無秩序化するように選択される。図１を参
照して、別の言い方をすると、エネルギー緩和層１２は
たとえば、キャリヤが次の活性層のｎ＝３状態１２２に
トンネルできるように、ｎ−１エネルギー状態１１９の
エネルギーから、次の活性領域のｎ＝３エネルギーへの
荷電キャリヤの緩和を容易にするように選択される。た
とえば、緩和領域の厚さは１−２λE である。ここで、
λE はエネルギー緩和領域中のキャリヤのエネルギー平
均自由行程である。少なくともある程度の荷電キャリヤ
は、障壁層を貫いて、前記第１のエネルギー状態からト
ンネルすることにより、与えられたエネルギー緩和領域
中に導入される。典型的な場合、活性領域はせいぜい低
濃度ドープ（たとえば約２−３×１０16ｃｍ-3）で、好
ましくはアンドープ（意図的にはドープされていない）
で、傾斜禁制帯領域は、典型的な場合ｎ形である与えら
れた形の伝導形を示すように、（自由キャリヤ吸収を最
小にするために、約１０17ｃｍ-3を大きく越えないこと
が望ましい）ドープされる。エネルギー緩和領域は、連
続的（アナログ）又は階段状に傾斜してよく、現在好ま
しい実施例では、ディジタルに傾斜している。
【００１１】本発明の第２の実施例において、ｎ＝３か
らｎ＝２状態への遷移は、以下で詳細に述べるように、
本質的に“垂直”遷移である。本発明に従う垂直遷移レ
ーザの場合、エネルギー緩和領域は、超格子ブラッグ反
射器が好ましい。
らｎ＝２状態への遷移は、以下で詳細に述べるように、
本質的に“垂直”遷移である。本発明に従う垂直遷移レ
ーザの場合、エネルギー緩和領域は、超格子ブラッグ反
射器が好ましい。
【００１２】本発明に従うレーザの層構造の更に別の重
要な特徴は、レーザモードの光閉じ込めを設けることで
ある。このことは、クラッド層より高い実効屈折率をも
つ導波路コアを生じる層組成の適切な選択によって実現
される。
要な特徴は、レーザモードの光閉じ込めを設けることで
ある。このことは、クラッド層より高い実効屈折率をも
つ導波路コアを生じる層組成の適切な選択によって実現
される。
【００１３】以下でより詳細に述べるように、第１の実
施例において、第３及び第２のエネルギー状態の間の重
なりが減ることにより、材料的に第３のエネルギー状態
中の荷電キャリヤの比較的長い寿命（τ32）が得られ
る。（キャリヤは第１の隣接したエネルギー緩和領域か
らトンネルすることにより、第３のエネルギーに供給さ
れる。）レーザに適した遷移は、第３から第２のエネル
ギー状態へのフォトン放出遷移である。キャリヤは典型
的な場合、トンネリング又はフォノン散乱により、第２
のエネルギー状態から、第１のエネルギー状態へ、とり
除かれる。第２のエネルギー状態中のキャリヤに付随し
て、寿命τ21があり、それはエネルギー準位３及び２間
のポピュレーション・インバージョンを実現するため、
τ32より小さくなければならない。寿命τ32は波動関数
の重なりを適切に選択することにより、比較的大きくで
き、τ21はたとえば前記第１及び第２のエネルギー状態
に付随した量子井戸間に、適切な薄い（たとえば１０又
は５ｎｍ以下）障壁を設けることにより、比較的小さく
できる。好ましくは、活性領域は通常の動作電圧が印加
された時、第２及び第１のエネルギー状態間のエネルギ
ー差ΔＥ21が、ほぼｈνop又はそれ以上になるように形
成される。ここで、ｈはプランク定数でνopは関連した
フォノン周波数である。好ましい層構造はまた、通常の
動作電圧下で、キャリヤが第１のエネルギー状態に付随
した井戸から、第２の隣接した傾斜禁制帯領域中に、ト
ンネルするように設計される。
施例において、第３及び第２のエネルギー状態の間の重
なりが減ることにより、材料的に第３のエネルギー状態
中の荷電キャリヤの比較的長い寿命（τ32）が得られ
る。（キャリヤは第１の隣接したエネルギー緩和領域か
らトンネルすることにより、第３のエネルギーに供給さ
れる。）レーザに適した遷移は、第３から第２のエネル
ギー状態へのフォトン放出遷移である。キャリヤは典型
的な場合、トンネリング又はフォノン散乱により、第２
のエネルギー状態から、第１のエネルギー状態へ、とり
除かれる。第２のエネルギー状態中のキャリヤに付随し
て、寿命τ21があり、それはエネルギー準位３及び２間
のポピュレーション・インバージョンを実現するため、
τ32より小さくなければならない。寿命τ32は波動関数
の重なりを適切に選択することにより、比較的大きくで
き、τ21はたとえば前記第１及び第２のエネルギー状態
に付随した量子井戸間に、適切な薄い（たとえば１０又
は５ｎｍ以下）障壁を設けることにより、比較的小さく
できる。好ましくは、活性領域は通常の動作電圧が印加
された時、第２及び第１のエネルギー状態間のエネルギ
ー差ΔＥ21が、ほぼｈνop又はそれ以上になるように形
成される。ここで、ｈはプランク定数でνopは関連した
フォノン周波数である。好ましい層構造はまた、通常の
動作電圧下で、キャリヤが第１のエネルギー状態に付随
した井戸から、第２の隣接した傾斜禁制帯領域中に、ト
ンネルするように設計される。
【００１４】エネルギー緩和領域を設けることは、本発
明のこれまで述べた実施例の、重要な特徴である。なぜ
なら、それによって負性抵抗が現れる前に、多周期構造
中でのレーザ発振が可能になり、そのため先に提案され
た単極性レーザ構造の重要な欠点が克服できるからであ
る。第３及び第２の波動関数の重なりを少なくすること
により、従来技術の構造で典型的な場合得られるτ32よ
り大きな値が得られるようになり、それは好ましい実施
例のもう１つの重要な特徴である。
明のこれまで述べた実施例の、重要な特徴である。なぜ
なら、それによって負性抵抗が現れる前に、多周期構造
中でのレーザ発振が可能になり、そのため先に提案され
た単極性レーザ構造の重要な欠点が克服できるからであ
る。第３及び第２の波動関数の重なりを少なくすること
により、従来技術の構造で典型的な場合得られるτ32よ
り大きな値が得られるようになり、それは好ましい実施
例のもう１つの重要な特徴である。
【００１５】更に別の重要な特徴は、ＱＣレーザの活性
領域に、ドーパントが本質的に存在しなくなることで、
ルミネセンススペクトルが容易に狭くなり、それによっ
てピーク利得が増す。ドーピングが存在しないことは、
ジェイ・フェイスト（J. Faist）らによって明らかにさ
れた構造（エレクトロニクス・レターズ（Electronics
Letters） 第２９（２５）巻、２２３０頁（１９９３年
１２月））と比べるべきである。フェイストらの構造で
は、傾斜禁制帯領域に加え、活性領域の一部がドープさ
れている。その構造は、広いルミネセンスピークを示
し、導波路層が存在せず、活性領域の一部がドーピング
されているため、レーザ発振できない。
領域に、ドーパントが本質的に存在しなくなることで、
ルミネセンススペクトルが容易に狭くなり、それによっ
てピーク利得が増す。ドーピングが存在しないことは、
ジェイ・フェイスト（J. Faist）らによって明らかにさ
れた構造（エレクトロニクス・レターズ（Electronics
Letters） 第２９（２５）巻、２２３０頁（１９９３年
１２月））と比べるべきである。フェイストらの構造で
は、傾斜禁制帯領域に加え、活性領域の一部がドープさ
れている。その構造は、広いルミネセンスピークを示
し、導波路層が存在せず、活性領域の一部がドーピング
されているため、レーザ発振できない。
【００１６】実際的な単極性レーザの実現する前に、克
服しなければならない困難点には、以下のことが含まれ
る。対象とする現在のＩＩＩ−Ｖ半導体材料中では、励
起状態（たとえば、イー（Ｙｅｅ）らの図１のＥ2 (2)）
非発光寿命（τNR）は、もしサブバンド間間隔（たとえ
ば、イー（Ｙｅｅ）らの図１のＥ2 (2)−Ｅ2 (1)が、約４
０μｍ以下の波長に対応するなら、典型的な場合、非常
に小さい（たとえば約１ｐｓ）。これは典型的な場合、
これらの材料中では、Ｅ2 (2)−Ｅ2 (1)≧ｈνop、すなわ
ち光学フォノンエネルギー（典型的な場合、約３０ｍｅ
Ｖ）に対する光学フォノン放出により、非発光性減衰が
可能なためである。Ｅ2 (2)−Ｅ2 (1)＜ｈνopの場合、τ
NRははるかに大きく、典型的な場合、数百ピコ秒で、基
本的にはフォノン散乱により制限されている。ジェイ・
フェイスト（J. Faist）ら、アプライド・フィジックス
・レターズ（Applied Physics Letters） 第６４（７）
巻、８７２頁（１９９４年２月）。
服しなければならない困難点には、以下のことが含まれ
る。対象とする現在のＩＩＩ−Ｖ半導体材料中では、励
起状態（たとえば、イー（Ｙｅｅ）らの図１のＥ2 (2)）
非発光寿命（τNR）は、もしサブバンド間間隔（たとえ
ば、イー（Ｙｅｅ）らの図１のＥ2 (2)−Ｅ2 (1)が、約４
０μｍ以下の波長に対応するなら、典型的な場合、非常
に小さい（たとえば約１ｐｓ）。これは典型的な場合、
これらの材料中では、Ｅ2 (2)−Ｅ2 (1)≧ｈνop、すなわ
ち光学フォノンエネルギー（典型的な場合、約３０ｍｅ
Ｖ）に対する光学フォノン放出により、非発光性減衰が
可能なためである。Ｅ2 (2)−Ｅ2 (1)＜ｈνopの場合、τ
NRははるかに大きく、典型的な場合、数百ピコ秒で、基
本的にはフォノン散乱により制限されている。ジェイ・
フェイスト（J. Faist）ら、アプライド・フィジックス
・レターズ（Applied Physics Letters） 第６４（７）
巻、８７２頁（１９９４年２月）。
【００１７】当業者は単極性レーザは、励起された状態
の寿命を、≧νopの遷移エネルギーに対し、著しいポピ
ュレーション・インバージョンが得られるよう、従来技
術の構造に付随した値より、著しく大きい値に増加でき
るような設計上の特徴を必要とすることを、認識するで
あろう。たとえば、これは基底状態と第１の励起状態間
の空間的間隔と、適切な量子井戸を非対称にし、強く結
合させることにより実現される。
の寿命を、≧νopの遷移エネルギーに対し、著しいポピ
ュレーション・インバージョンが得られるよう、従来技
術の構造に付随した値より、著しく大きい値に増加でき
るような設計上の特徴を必要とすることを、認識するで
あろう。たとえば、これは基底状態と第１の励起状態間
の空間的間隔と、適切な量子井戸を非対称にし、強く結
合させることにより実現される。
【００１８】図１は１０5 Ｖ／ｃｍの電界に対応する正
バイアス条件下における本発明に従う対角遷移単極性レ
ーザの例の多層半導体構造の一部の伝導帯ダイヤグラム
を、概略的に描いたものである。量子井戸はたとえばＧ
ａ0.47Ｉｎ0.53Ａｓ（“ＧａＩｎＡｓ”とよぶ）で、障
壁はＡｌ0.48Ｉｎ0.52Ａｓ（“ＡｌＩｎＡｓ”）であ
る。描かれた部分は多層半導体構造の（多周期）−周期
１０を含み、２つの隣接した周期も示されている。各周
期は、活性領域１１及びエネルギー緩和領域１２を含
み、前者は本質的にアンドープ（典型的には意図的には
ドープしない）で、後者はドープされる。エネルギー緩
和領域はたとえば、ディジタルに傾斜した禁制帯領域で
ある。しかし、他のエネルギー緩和領域も可能である。
バイアス条件下における本発明に従う対角遷移単極性レ
ーザの例の多層半導体構造の一部の伝導帯ダイヤグラム
を、概略的に描いたものである。量子井戸はたとえばＧ
ａ0.47Ｉｎ0.53Ａｓ（“ＧａＩｎＡｓ”とよぶ）で、障
壁はＡｌ0.48Ｉｎ0.52Ａｓ（“ＡｌＩｎＡｓ”）であ
る。描かれた部分は多層半導体構造の（多周期）−周期
１０を含み、２つの隣接した周期も示されている。各周
期は、活性領域１１及びエネルギー緩和領域１２を含
み、前者は本質的にアンドープ（典型的には意図的には
ドープしない）で、後者はドープされる。エネルギー緩
和領域はたとえば、ディジタルに傾斜した禁制帯領域で
ある。しかし、他のエネルギー緩和領域も可能である。
【００１９】電子は障壁１１０を貫いて、活性領域１１
中にトンネル注入される。活性領域は障壁１１２により
分離された結合した非対称な量子井戸１１１及び１１３
を含む。井戸１１１及び１１３に付随して、それぞれ第
３のエネルギー状態１１７及び第２のエネルギー状態１
１８がある。波状の線１２０は構造例におけるルミネセ
ンス（及びレーザ発振）の原因となるフォトン介在トン
ネル遷移を示す。第２のエネルギー状態中の電子は、障
壁１１４を貫き、量子井戸１１５中へトンネルし、その
中で第１のエネルギー状態１１９を占める。更に、電子
は井戸１１５から、障壁１１６を貫き、エネルギー緩和
領域１２中にトンネルする。図１中に示された隣接した
活性領域の１つは、それぞれ第１、第２及び第３のエネ
ルギー状態に付随した波動関数の二乗係数を示す。
中にトンネル注入される。活性領域は障壁１１２により
分離された結合した非対称な量子井戸１１１及び１１３
を含む。井戸１１１及び１１３に付随して、それぞれ第
３のエネルギー状態１１７及び第２のエネルギー状態１
１８がある。波状の線１２０は構造例におけるルミネセ
ンス（及びレーザ発振）の原因となるフォトン介在トン
ネル遷移を示す。第２のエネルギー状態中の電子は、障
壁１１４を貫き、量子井戸１１５中へトンネルし、その
中で第１のエネルギー状態１１９を占める。更に、電子
は井戸１１５から、障壁１１６を貫き、エネルギー緩和
領域１２中にトンネルする。図１中に示された隣接した
活性領域の１つは、それぞれ第１、第２及び第３のエネ
ルギー状態に付随した波動関数の二乗係数を示す。
【００２０】図１からわかるように、ｎ＝３状態の波動
関数は、隣の量子井戸（たとえば１１３）中に延び、そ
れを越え、ｎ＝３状態の外に、電子のある程度の“漏
れ”を生じる可能性がある。これは、ＱＣレーザは典型
的な場合、強い印加電界の下で動作するために起こる。
波動関数が隣に延びる主な効果は、典型的な場合、注入
効率が下がることで、電子は発光性遷移をする代りに、
隣に逃げる。そのような逃げは、ｎ＝３キャリヤ（たと
えば電子）に対して、層がブラッグ反射器を形成するよ
う、層の厚さを適切に選択することにより、減少又は防
止できると確信する。
関数は、隣の量子井戸（たとえば１１３）中に延び、そ
れを越え、ｎ＝３状態の外に、電子のある程度の“漏
れ”を生じる可能性がある。これは、ＱＣレーザは典型
的な場合、強い印加電界の下で動作するために起こる。
波動関数が隣に延びる主な効果は、典型的な場合、注入
効率が下がることで、電子は発光性遷移をする代りに、
隣に逃げる。そのような逃げは、ｎ＝３キャリヤ（たと
えば電子）に対して、層がブラッグ反射器を形成するよ
う、層の厚さを適切に選択することにより、減少又は防
止できると確信する。
【００２１】より具体的には、少なくとももしエネルギ
ー緩和領域がディジタル的に傾斜した禁制領域なら、エ
ネルギー緩和領域はｎ＝３準位のエネルギーにおける電
子に対し、ブラッグミラーとして振舞うよう設計でき
る。適切に設計されたブラッグミラーを設けることによ
り、電子をｎ＝３準位中に反射で戻し、それらが隣に逃
げのを防止することができる。たとえば、そのようなブ
ラッグ反射は、もし
ー緩和領域がディジタル的に傾斜した禁制領域なら、エ
ネルギー緩和領域はｎ＝３準位のエネルギーにおける電
子に対し、ブラッグミラーとして振舞うよう設計でき
る。適切に設計されたブラッグミラーを設けることによ
り、電子をｎ＝３準位中に反射で戻し、それらが隣に逃
げのを防止することができる。たとえば、そのようなブ
ラッグ反射は、もし
【数１】 なら、実現できる。ここで、ｌw,j及びｌb,jはそれぞれ
ｊ番目の井戸及びディジタル的に傾斜した領域の厚さ、
ｋw 及びｋb はｎ＝３エネルギー状態中の電子の波数ベ
クトルである。
ｊ番目の井戸及びディジタル的に傾斜した領域の厚さ、
ｋw 及びｋb はｎ＝３エネルギー状態中の電子の波数ベ
クトルである。
【００２２】比較的低いエネルギーをもつ電子の場合、
ディジタル的に傾斜した領域は、井戸（たとえばＧａＩ
ｎＡｓ）伝導帯端に対して測定された実効的伝導帯端差
ΔＥeff を有する媒体として振舞う。ここで、
ディジタル的に傾斜した領域は、井戸（たとえばＧａＩ
ｎＡｓ）伝導帯端に対して測定された実効的伝導帯端差
ΔＥeff を有する媒体として振舞う。ここで、
【数２】 である。式（２）において、ΔＥc は井戸及び障壁材料
間の伝導帯不連続である。ディジタル的に傾斜した領域
のｊ番目の井戸／障壁対のΔＥeff,j を、その領域の伝
導帯端がレーザ発振のために設計された電界（それは傾
斜領域中の“平坦なバンド”条件に必要な値に近い）下
で、本質的に平坦であるように選択し、式（１）及び
（２）を用いると、ｎ＝３中への電子の閉じ込めを促進
し、一方活性領域内で緩和した電子の、ディジタル的に
傾斜した領域を貫いての輸送を、同時に行うことができ
る。
間の伝導帯不連続である。ディジタル的に傾斜した領域
のｊ番目の井戸／障壁対のΔＥeff,j を、その領域の伝
導帯端がレーザ発振のために設計された電界（それは傾
斜領域中の“平坦なバンド”条件に必要な値に近い）下
で、本質的に平坦であるように選択し、式（１）及び
（２）を用いると、ｎ＝３中への電子の閉じ込めを促進
し、一方活性領域内で緩和した電子の、ディジタル的に
傾斜した領域を貫いての輸送を、同時に行うことができ
る。
【００２３】ブラグ反射器は“対角遷移”ＱＣレーザの
必要に応じた特徴であるが、“垂直遷移”ＱＣレーザに
とっての好ましい特徴とも考えられる。垂直遷移レーザ
については、以下でより詳細に述べる。たとえば、活性
領域１１は高い方から低い層へ、層の順に、４．５ｎｍ
障壁１１０、０．８ｎｍ井戸１１１、３．５ｎｍ障壁１
１２、３．５ｎｍ井戸１１３、３．０ｎｍ障壁１１４、
２．８ｎｍ井戸１１５及び３．０ｎｍ障壁１１６のアン
ドープ層を含む。
必要に応じた特徴であるが、“垂直遷移”ＱＣレーザに
とっての好ましい特徴とも考えられる。垂直遷移レーザ
については、以下でより詳細に述べる。たとえば、活性
領域１１は高い方から低い層へ、層の順に、４．５ｎｍ
障壁１１０、０．８ｎｍ井戸１１１、３．５ｎｍ障壁１
１２、３．５ｎｍ井戸１１３、３．０ｎｍ障壁１１４、
２．８ｎｍ井戸１１５及び３．０ｎｍ障壁１１６のアン
ドープ層を含む。
【００２４】明瞭にするために、図１はディジタル的に
傾斜した禁制帯領域１２の伝導帯端は示さず、領域に付
随した実効バンド端１２１のみを示す。傾斜禁制帯領域
は、たとえば材料中の電子の熱的なド・ブロイ波長（た
とえば３０ｎｍオーダー）より短い一定周期を有し、傾
斜禁制帯疑四元合金を得るよう、くり返し周期が変わる
ＡｌＩｎＡｓ／ＧａＩｎＡｓ超格子から成る。たとえ
ば、エフ・キャパッソ（F. Capasso）ら、アプライド・
フィジックス・レターズ（Applied Physics Letters）
、第４５（１１）巻、１１９３頁（１９８４）を参照
のこと。たとえば、傾斜禁制帯領域は、図１中の左から
右へ、低い値から高い値へ変わる実効禁制帯を生じるよ
う配置された、以下のようなｎ−ドープ（たとえば１．
５×１０17ｃｍ-3Ｓｉ）層の列を含む。１．８ｎｍ井戸
／１．２ｎｍ障壁；１．６／１．４ｎｍ；１．３／１．
７ｎｍ；１．１／１．９ｎｍ；０．９／２．１ｎｍ；
０．７／２．３ｎｍ；０．６ｎｍ井戸。
傾斜した禁制帯領域１２の伝導帯端は示さず、領域に付
随した実効バンド端１２１のみを示す。傾斜禁制帯領域
は、たとえば材料中の電子の熱的なド・ブロイ波長（た
とえば３０ｎｍオーダー）より短い一定周期を有し、傾
斜禁制帯疑四元合金を得るよう、くり返し周期が変わる
ＡｌＩｎＡｓ／ＧａＩｎＡｓ超格子から成る。たとえ
ば、エフ・キャパッソ（F. Capasso）ら、アプライド・
フィジックス・レターズ（Applied Physics Letters）
、第４５（１１）巻、１１９３頁（１９８４）を参照
のこと。たとえば、傾斜禁制帯領域は、図１中の左から
右へ、低い値から高い値へ変わる実効禁制帯を生じるよ
う配置された、以下のようなｎ−ドープ（たとえば１．
５×１０17ｃｍ-3Ｓｉ）層の列を含む。１．８ｎｍ井戸
／１．２ｎｍ障壁；１．６／１．４ｎｍ；１．３／１．
７ｎｍ；１．１／１．９ｎｍ；０．９／２．１ｎｍ；
０．７／２．３ｎｍ；０．６ｎｍ井戸。
【００２５】上述のように、ディジタル的に傾斜した禁
制帯エネルギー緩和領域を有し、約１０5 Ｖ／ｃｍのバ
イアス電界が印加され、伝導帯傾斜に付随した疑電界と
反対で、ほぼ等しい電界を生じるのに十分で、従って本
質的に段階状の伝導帯端が生じる場合に係る。当業者
は、印加電界がない場合、構造のバンドダイヤグラム
は、全体が鋸歯状をもつことを認識するであろう。たと
えば、キャパッソ（Capasso） ら、アイ・イーイーイー
・トランスアクションズ・オン・エレクトロン・デバイ
セズ（IEEE Transactions on Electron Devices） 第Ｅ
Ｄ３０（４）巻、３８１頁、（１９８３）を参照のこ
と。
制帯エネルギー緩和領域を有し、約１０5 Ｖ／ｃｍのバ
イアス電界が印加され、伝導帯傾斜に付随した疑電界と
反対で、ほぼ等しい電界を生じるのに十分で、従って本
質的に段階状の伝導帯端が生じる場合に係る。当業者
は、印加電界がない場合、構造のバンドダイヤグラム
は、全体が鋸歯状をもつことを認識するであろう。たと
えば、キャパッソ（Capasso） ら、アイ・イーイーイー
・トランスアクションズ・オン・エレクトロン・デバイ
セズ（IEEE Transactions on Electron Devices） 第Ｅ
Ｄ３０（４）巻、３８１頁、（１９８３）を参照のこ
と。
【００２６】出願人らは計算を行い、描かれた本質的に
“平坦な”条件において、傾斜禁制帯緩和領域１２は疑
中性であることを示した。電子はエネルギー緩和領域中
で緩和し、トンネルにより、ｎ＝３励起状態（第３のエ
ネルギー状態）中に注入される。台形の障壁１１０を貫
くトンネル速度は、きわめて速く、たとえば約５ｐｓ-1
で、ｎ＝３準位を確実に、効率よく満たす。図１のＡｌ
0.48Ｉｎ0.52Ａｓ／Ｇａ0.47Ｉｎ0.53Ａｓ結合井戸構造
の電子状態は、各種の電界に対し、包絡線関数近似で計
算した。用いた材料パラメータは、ΔＥc （伝導帯不連
続）＝０．５２ｅＶ、ｍe *（ＧａＩｎＡｓ）＝０．０４
３ｍo 、ｍe *（ａｌＩｎＡｓ）＝０．０７８ｍo であ
る。ここで、ｍo は自由電子の質量である。非放物線性
は、ディー・エフ・ネルソン（D. F. Nelson）ら（上で
引用）の方法を用いて、考慮に入れた。
“平坦な”条件において、傾斜禁制帯緩和領域１２は疑
中性であることを示した。電子はエネルギー緩和領域中
で緩和し、トンネルにより、ｎ＝３励起状態（第３のエ
ネルギー状態）中に注入される。台形の障壁１１０を貫
くトンネル速度は、きわめて速く、たとえば約５ｐｓ-1
で、ｎ＝３準位を確実に、効率よく満たす。図１のＡｌ
0.48Ｉｎ0.52Ａｓ／Ｇａ0.47Ｉｎ0.53Ａｓ結合井戸構造
の電子状態は、各種の電界に対し、包絡線関数近似で計
算した。用いた材料パラメータは、ΔＥc （伝導帯不連
続）＝０．５２ｅＶ、ｍe *（ＧａＩｎＡｓ）＝０．０４
３ｍo 、ｍe *（ａｌＩｎＡｓ）＝０．０７８ｍo であ
る。ここで、ｍo は自由電子の質量である。非放物線性
は、ディー・エフ・ネルソン（D. F. Nelson）ら（上で
引用）の方法を用いて、考慮に入れた。
【００２７】図２は多層構造の層に平行なｎ＝１、２、
３エネルギー状態の分散を、概略的に示したもので、ｋ
11は対応する波数ベクトル成分である。サブバンドの底
は、第１、第２及び第３のエネルギー状態に対応する。
サブバンドは、ｋ11が底（ｋ11＝０）からあまり遠くな
く（典型的な場合≦１０ｍｅＶ）、あまり大きくない遷
移エネルギーに対して、非放物線性が小さいため、ほぼ
平行である。その結果、低い方のサブバンドへ放射遷移
（たとえばｎ＝３からｎ＝２へ）する電子は、本質的に
同じエネルギーのフォトンを放出する。これらの遷移の
状態の結合密度は、そのため本質的にデルタ関数的（広
がりがない）になる。もし、ｎ＝３及びｎ＝２間にポピ
ュレーション・インバージョンが生じるなら、遷移の利
得スペクトルは、対応して狭くなり（衝突による制
約）、ほぼ対称で、典型的な場合、半導体ダイオードレ
ーザ中のバンド間遷移に付随したものより、電子分布の
熱的な広がりに対し、はるかに鈍感である。数字２０は
ｎ＝３準位からｎ＝２準位への光学フォノン介在遷移を
さす。このプロセスは、本発明に従う構造においては、
減少した波動関数の状態間で、大きな運動量移動が伴
う。従って、関連した緩和時間（τ32）は比較的長く、
上述の実施例では、１０5 Ｖ／ｃｍのバイアスにおい
て、約４．３ｐｓと見積もられる。約０．６ｐｓと見積
もられる緩和時間で、ｎ＝２状態は空になりｎ＝１状態
となるから、このことにより、ｎ＝３及びｎ＝２状態間
でのポピュレーション・インバージョンが確実になる。
この効率的な緩和は、量子井戸１１５によってもたらさ
れる。ほぼ運動量ゼロの遷移を伴う光学フォノンを経た
強い非弾性緩和は、図２に示されるように、強く重な
り、近接したｎ＝２及びｎ＝１サブバンド間で起こる。
最後に、ｎ＝１状態から出て、隣接したエネルギー緩和
領域中へのトンネル脱出時間は典型的な場合、きわめて
短く、約０．５ｐｓ以下である。これにより、更にポピ
ュレーション・インバージョンは容易になる。
３エネルギー状態の分散を、概略的に示したもので、ｋ
11は対応する波数ベクトル成分である。サブバンドの底
は、第１、第２及び第３のエネルギー状態に対応する。
サブバンドは、ｋ11が底（ｋ11＝０）からあまり遠くな
く（典型的な場合≦１０ｍｅＶ）、あまり大きくない遷
移エネルギーに対して、非放物線性が小さいため、ほぼ
平行である。その結果、低い方のサブバンドへ放射遷移
（たとえばｎ＝３からｎ＝２へ）する電子は、本質的に
同じエネルギーのフォトンを放出する。これらの遷移の
状態の結合密度は、そのため本質的にデルタ関数的（広
がりがない）になる。もし、ｎ＝３及びｎ＝２間にポピ
ュレーション・インバージョンが生じるなら、遷移の利
得スペクトルは、対応して狭くなり（衝突による制
約）、ほぼ対称で、典型的な場合、半導体ダイオードレ
ーザ中のバンド間遷移に付随したものより、電子分布の
熱的な広がりに対し、はるかに鈍感である。数字２０は
ｎ＝３準位からｎ＝２準位への光学フォノン介在遷移を
さす。このプロセスは、本発明に従う構造においては、
減少した波動関数の状態間で、大きな運動量移動が伴
う。従って、関連した緩和時間（τ32）は比較的長く、
上述の実施例では、１０5 Ｖ／ｃｍのバイアスにおい
て、約４．３ｐｓと見積もられる。約０．６ｐｓと見積
もられる緩和時間で、ｎ＝２状態は空になりｎ＝１状態
となるから、このことにより、ｎ＝３及びｎ＝２状態間
でのポピュレーション・インバージョンが確実になる。
この効率的な緩和は、量子井戸１１５によってもたらさ
れる。ほぼ運動量ゼロの遷移を伴う光学フォノンを経た
強い非弾性緩和は、図２に示されるように、強く重な
り、近接したｎ＝２及びｎ＝１サブバンド間で起こる。
最後に、ｎ＝１状態から出て、隣接したエネルギー緩和
領域中へのトンネル脱出時間は典型的な場合、きわめて
短く、約０．５ｐｓ以下である。これにより、更にポピ
ュレーション・インバージョンは容易になる。
【００２８】上で述べた構造によってもまた、隣接した
部分中へのトンネル脱出確率が減ることにより、励起状
態Ｅ3 への注入が容易になる。見積もられた脱出時間τ
escは６ｐｓで、これにより注入効率
部分中へのトンネル脱出確率が減ることにより、励起状
態Ｅ3 への注入が容易になる。見積もられた脱出時間τ
escは６ｐｓで、これにより注入効率
【数３】 が得られる。ｎ＝３からｎ＝２のレーザ遷移の放射効率
は、〜１０5 Ｖ／ｃｍの電界において、
は、〜１０5 Ｖ／ｃｍの電界において、
【数４】 と見積もられる。ここで、τR は自発放射寿命で、約１
３ｎｓと見積もられる。計算によると、｜Ｚ32｜2τ32
の積（Ｚ32＝１．５ｎｍはｎ＝３からｎ＝２遷移マトリ
クス要素）は、電界に弱く依存することが示される。活
性領域中を低ドーピング又は本質的にゼロドーピングと
することにより、より高濃度ドープの結合井戸に比べ、
ｎ＝３からｎ＝２エレクトロルミネセンスの線幅は著し
く減少し、従って同じ放射効率に対し、ピーク材料利得
が増す。電界同調エレクトロルミネセンスは室温まで、
同様のＡｌＩｎＡｓ／ＧａＩｎＡｓ結合量子井戸ヘテロ
構造中で、最近観測されている。
３ｎｓと見積もられる。計算によると、｜Ｚ32｜2τ32
の積（Ｚ32＝１．５ｎｍはｎ＝３からｎ＝２遷移マトリ
クス要素）は、電界に弱く依存することが示される。活
性領域中を低ドーピング又は本質的にゼロドーピングと
することにより、より高濃度ドープの結合井戸に比べ、
ｎ＝３からｎ＝２エレクトロルミネセンスの線幅は著し
く減少し、従って同じ放射効率に対し、ピーク材料利得
が増す。電界同調エレクトロルミネセンスは室温まで、
同様のＡｌＩｎＡｓ／ＧａＩｎＡｓ結合量子井戸ヘテロ
構造中で、最近観測されている。
【００２９】出願人らは、上述の複数の活性領域／エネ
ルギー緩和領域ユニットを、導波路構造中に組込んだ。
得られた単極性デバイスは、約４．２μｍの波長でレー
ザ発振した。知る限り、これは単極性量子井戸半導体構
造中でレーザ動作を観測した最初である。
ルギー緩和領域ユニットを、導波路構造中に組込んだ。
得られた単極性デバイスは、約４．２μｍの波長でレー
ザ発振した。知る限り、これは単極性量子井戸半導体構
造中でレーザ動作を観測した最初である。
【００３０】表Ｉは本発明に従うレーザの例の一連の層
を示す。３３．２ｎｍのディジタル的に傾斜した領域
は、下のように規定される“ディジタル格子ＩＩ”とそ
れに続く下で規定される“ディジタル格子Ｉ”に対応
し、後者は表Ｉの順序で、前者の上にある。活性領域／
ディジタル傾斜エネルギー緩和領域列は、２５回くり返
した。列のそれぞれのユニットは、アンドープ活性領域
（３．０ｎｍ障壁／２．８ｎｍ井戸；３．５ｎｍ／３．
５ｎｍ；３．５ｎｍ／０．８ｎｍ；４．５障壁）及び１
つのｎ形（１．５×１０17ｃｍ-3）“ディジタル格子Ｉ
Ｉ”を含む。３．０ｎｍ障壁は図１の層１１０に対応
し、通常の動作電圧下で、与えられた活性領域１１の最
も“上流の”層である。１４．６ｎｍのディジタル的に
傾斜した領域は、“ディジタル格子Ｉ”に対応し、１
８．６ｎｍのディジタル的に傾斜した領域は、“ディジ
タル格子ＩＩ”に対応する。コア及びクラッド領域の組
成は、レーザ発振波長において、コア領域の実効屈折率
が、低部及び上部クラッド領域の両方の実効屈折率より
大きくなるように選択した。層構造の屈折率分布７０
が、レーザモードの計算された強度分布７１とともに、
図７に示されている。モードの閉じ込め係数は、０．４
９６と計算された。図７の屈折率分布に対応する導波路
構造の重要な特徴は、屈折率領域７２及び７３に対応す
るドープされた（１０17ｃｍ-3）３００ｎｍＧａＩｎＡ
ｓ層の存在である。これらの領域は、屈折率領域７４に
対応した活性領域をはさみ、大きな屈折率段差を作るこ
とにより、それは著しくモード閉じ込めを促進する。当
業者は、そのような促進層は新しく、従来のダイオード
レーザ中で用いるには、不適切であることを認識するで
あろう。なぜなら、それらはバンド間吸収により、許容
できない損失を導入するからである。多層構造全体は、
ＭＢＥにより、通常のｎ+ ドープＩｎＰウエハ上に、エ
ピタキシャル成長させた。
を示す。３３．２ｎｍのディジタル的に傾斜した領域
は、下のように規定される“ディジタル格子ＩＩ”とそ
れに続く下で規定される“ディジタル格子Ｉ”に対応
し、後者は表Ｉの順序で、前者の上にある。活性領域／
ディジタル傾斜エネルギー緩和領域列は、２５回くり返
した。列のそれぞれのユニットは、アンドープ活性領域
（３．０ｎｍ障壁／２．８ｎｍ井戸；３．５ｎｍ／３．
５ｎｍ；３．５ｎｍ／０．８ｎｍ；４．５障壁）及び１
つのｎ形（１．５×１０17ｃｍ-3）“ディジタル格子Ｉ
Ｉ”を含む。３．０ｎｍ障壁は図１の層１１０に対応
し、通常の動作電圧下で、与えられた活性領域１１の最
も“上流の”層である。１４．６ｎｍのディジタル的に
傾斜した領域は、“ディジタル格子Ｉ”に対応し、１
８．６ｎｍのディジタル的に傾斜した領域は、“ディジ
タル格子ＩＩ”に対応する。コア及びクラッド領域の組
成は、レーザ発振波長において、コア領域の実効屈折率
が、低部及び上部クラッド領域の両方の実効屈折率より
大きくなるように選択した。層構造の屈折率分布７０
が、レーザモードの計算された強度分布７１とともに、
図７に示されている。モードの閉じ込め係数は、０．４
９６と計算された。図７の屈折率分布に対応する導波路
構造の重要な特徴は、屈折率領域７２及び７３に対応す
るドープされた（１０17ｃｍ-3）３００ｎｍＧａＩｎＡ
ｓ層の存在である。これらの領域は、屈折率領域７４に
対応した活性領域をはさみ、大きな屈折率段差を作るこ
とにより、それは著しくモード閉じ込めを促進する。当
業者は、そのような促進層は新しく、従来のダイオード
レーザ中で用いるには、不適切であることを認識するで
あろう。なぜなら、それらはバンド間吸収により、許容
できない損失を導入するからである。多層構造全体は、
ＭＢＥにより、通常のｎ+ ドープＩｎＰウエハ上に、エ
ピタキシャル成長させた。
【表１】
【表２】
【表３】
【００３１】このように作製した多層ウエハは、幅１２
μｍのメサエッチリッジ導波路に、従来通りにリソグラ
フィでプロセスを行った。導波路の長さ（０．５ないし
２．８ｍｍで変化）は、へき開により規定した。これは
また、従来通りに行った。へき開ファセットにより、レ
ーザ空胴を規定する反射手段ができた。ファセットの反
射率は、約０．２７であった。従来通りのオーム性接触
を、最上部層及び基板に形成した。長さ５００μｍのデ
バイスの例を、セラミックホルダにはんだづけし、従来
の流形デュワ中にマウントし、２０ｎｓの電流パルス
（１０-3のくり返し周期）の注入により試験し、従来の
手段（ニコレフーリエ変換ＩＲスペクトロメータ）によ
り、放射スペクトルの測定を行った。
μｍのメサエッチリッジ導波路に、従来通りにリソグラ
フィでプロセスを行った。導波路の長さ（０．５ないし
２．８ｍｍで変化）は、へき開により規定した。これは
また、従来通りに行った。へき開ファセットにより、レ
ーザ空胴を規定する反射手段ができた。ファセットの反
射率は、約０．２７であった。従来通りのオーム性接触
を、最上部層及び基板に形成した。長さ５００μｍのデ
バイスの例を、セラミックホルダにはんだづけし、従来
の流形デュワ中にマウントし、２０ｎｓの電流パルス
（１０-3のくり返し周期）の注入により試験し、従来の
手段（ニコレフーリエ変換ＩＲスペクトロメータ）によ
り、放射スペクトルの測定を行った。
【００３２】図１０は上で述べた本発明に従うレーザの
例を、概略的に描いたものである。数字２０１−２０４
はそれぞれ基板、５００ｎｍＡｌＩｎＡｓ層、ディジタ
ル的に傾斜した層、及び３００ｎｍのＧａＩｎＡｓ層を
さす。ディジタル的に傾斜した層２０３は、ディジタル
格子ＩＩ上のディジタル格子Ｉを含む。数字２０５及び
２０６は、それぞれ活性領域及び１８．６ｎｍのディジ
タル的に傾斜した層（ディジタル格子ＩＩ）をさす。層
２０５及び２０６は何回か（たとえば２５回）くり返
す。数字２０７−２１０はそれぞれ１４．６ｎｍのディ
ジタル的に傾斜した層（ディジタル格子Ｉ）、第２の３
００ｎｍＧａＩｎＡｓ層、別の２１．１ｎｍ活性領域及
び別の１８．６ｎｍのディジタル的に傾斜した層（ディ
ジタル格子ＩＩ）をさす。数字２１１−２１５はそれぞ
れ１０００ｎｍクラッド層、１５００ｎｍクラッド層、
３０ｎｍ傾斜接触層、６７０ｎｍＧａＩｎＡｓ接触層、
２０ｎｍの高濃度ドープ（２×１０20ｃｍ-3）ＧａＩｎ
Ａｓ接触層をさす。数字２１６及び２１７は、従来の金
属接触層をさす。当業者は、図１０は概略的で、いくつ
かの従来からの特徴（たとえば再成長）は示されておら
ず、層厚及び他の寸法は、実際の寸法や比率通りに描か
れてないことを認識するであろう。
例を、概略的に描いたものである。数字２０１−２０４
はそれぞれ基板、５００ｎｍＡｌＩｎＡｓ層、ディジタ
ル的に傾斜した層、及び３００ｎｍのＧａＩｎＡｓ層を
さす。ディジタル的に傾斜した層２０３は、ディジタル
格子ＩＩ上のディジタル格子Ｉを含む。数字２０５及び
２０６は、それぞれ活性領域及び１８．６ｎｍのディジ
タル的に傾斜した層（ディジタル格子ＩＩ）をさす。層
２０５及び２０６は何回か（たとえば２５回）くり返
す。数字２０７−２１０はそれぞれ１４．６ｎｍのディ
ジタル的に傾斜した層（ディジタル格子Ｉ）、第２の３
００ｎｍＧａＩｎＡｓ層、別の２１．１ｎｍ活性領域及
び別の１８．６ｎｍのディジタル的に傾斜した層（ディ
ジタル格子ＩＩ）をさす。数字２１１−２１５はそれぞ
れ１０００ｎｍクラッド層、１５００ｎｍクラッド層、
３０ｎｍ傾斜接触層、６７０ｎｍＧａＩｎＡｓ接触層、
２０ｎｍの高濃度ドープ（２×１０20ｃｍ-3）ＧａＩｎ
Ａｓ接触層をさす。数字２１６及び２１７は、従来の金
属接触層をさす。当業者は、図１０は概略的で、いくつ
かの従来からの特徴（たとえば再成長）は示されておら
ず、層厚及び他の寸法は、実際の寸法や比率通りに描か
れてないことを認識するであろう。
【００３３】図３は１０Ｋにおける結果の例を示す。約
１５ｋＡ／ｃｍ2 の閾値電流密度に対応する約８５０ｍ
Ａのデバイス電流以上では、信号振幅は大きさが急激
に、何桁も増加し、急速な線幅減少を伴った。これはレ
ーザ動作の直接の現れである。他のＱＣレーザにおい
て、液体窒素温度において、１．２１ｍｍ長の空胴の場
合、パルス動作下で、２０ｍＷに近いパワーを有するレ
ーザ発振を観測した。１２５Ｋもの高いレーザ発振温度
を得ている。高温においてもＣＷ動作が可能なＱＣレー
ザを得るためには、設計及びパッケージの最適化が期待
される。
１５ｋＡ／ｃｍ2 の閾値電流密度に対応する約８５０ｍ
Ａのデバイス電流以上では、信号振幅は大きさが急激
に、何桁も増加し、急速な線幅減少を伴った。これはレ
ーザ動作の直接の現れである。他のＱＣレーザにおい
て、液体窒素温度において、１．２１ｍｍ長の空胴の場
合、パルス動作下で、２０ｍＷに近いパワーを有するレ
ーザ発振を観測した。１２５Ｋもの高いレーザ発振温度
を得ている。高温においてもＣＷ動作が可能なＱＣレー
ザを得るためには、設計及びパッケージの最適化が期待
される。
【００３４】図４は本質的に上述のとおりであるが、長
さが７２０μｍであるレーザについて、１０Ｋにおける
デバイス電流対光パワーを示す。閾値電流密度は、１１
ｋＡ／ｃｍ2 で、デバイスには８．７Ｖが印加されたこ
とに対応し、単一のファセットからのピーク光パワー
は、約８．５ｍＷである。このパワーは、装置の収集効
率（４０％）と層に垂直なビームの広がり（±４０゜）
により制限されている。図５はより高い分解能でのスペ
クトルの一部である。よく規定されたほぼ等しい間隔
（Δν＝２．１７５ｃｍ-1）の縦モードが観察された。
主要なモードの線幅は約０．３ｃｍ-1で、現在は加熱効
果及びパルス中の、モードホッピングにより制限されて
いる。理論的には、シングル縦モード連続（ＣＷ）動作
の場合、従来の半導体レーザに比べ、線幅の増加因子が
無視できるシャワロー−タウンズ線幅が予測されてい
る。
さが７２０μｍであるレーザについて、１０Ｋにおける
デバイス電流対光パワーを示す。閾値電流密度は、１１
ｋＡ／ｃｍ2 で、デバイスには８．７Ｖが印加されたこ
とに対応し、単一のファセットからのピーク光パワー
は、約８．５ｍＷである。このパワーは、装置の収集効
率（４０％）と層に垂直なビームの広がり（±４０゜）
により制限されている。図５はより高い分解能でのスペ
クトルの一部である。よく規定されたほぼ等しい間隔
（Δν＝２．１７５ｃｍ-1）の縦モードが観察された。
主要なモードの線幅は約０．３ｃｍ-1で、現在は加熱効
果及びパルス中の、モードホッピングにより制限されて
いる。理論的には、シングル縦モード連続（ＣＷ）動作
の場合、従来の半導体レーザに比べ、線幅の増加因子が
無視できるシャワロー−タウンズ線幅が予測されてい
る。
【００３５】レーザ波長は本質的に図４の電流範囲では
シフトせず、ｎ＝３状態中の電子密度は、閾値に固定さ
れていることを示している。測定された結果と、τ32及
びτesc （τesc はｎ＝３状態から隣への脱出時間）の
見積もった値を用いて、ポピュレーション・インバージ
ョンｎs ＝１．７×１０11ｃｍ-2を見積もったが、これ
は傾斜禁制帯領域中の電子密度と同程度である。
シフトせず、ｎ＝３状態中の電子密度は、閾値に固定さ
れていることを示している。測定された結果と、τ32及
びτesc （τesc はｎ＝３状態から隣への脱出時間）の
見積もった値を用いて、ポピュレーション・インバージ
ョンｎs ＝１．７×１０11ｃｍ-2を見積もったが、これ
は傾斜禁制帯領域中の電子密度と同程度である。
【００３６】他の実験で、１．２ｍｍ長のレーザから、
１０Ｋにおいて３０ｍＷ、１２５Ｋにおいて４ｍＷの出
力パワーを得、２．８ｍｍ長のレーザからは、１０Ｋで
１３０ｍＷのパワーを得た。
１０Ｋにおいて３０ｍＷ、１２５Ｋにおいて４ｍＷの出
力パワーを得、２．８ｍｍ長のレーザからは、１０Ｋで
１３０ｍＷのパワーを得た。
【００３７】図６は１．２ｍｍＱＣレーザの閾値電流
の、温度依存性のデータを示す。データは従来技術のレ
ーザパラメータは、１１２Ｋの値をもち、望ましい閾値
の小さな温度依存性を示す。観測されたレーザモード
は、サブバンド間遷移についての選択則のため、多層構
造の層に垂直に偏光されていた。
の、温度依存性のデータを示す。データは従来技術のレ
ーザパラメータは、１１２Ｋの値をもち、望ましい閾値
の小さな温度依存性を示す。観測されたレーザモード
は、サブバンド間遷移についての選択則のため、多層構
造の層に垂直に偏光されていた。
【００３８】エネルギー緩和領域のディジタル格子は必
要ではなく、従来の（連続又は不連続）“アナログ”格
子が考えられる。事実、エネルギー緩和領域は傾斜禁制
帯領域である必要はなく、隣接した活性領域間の領域中
に、キャリヤエネルギー緩和を得るための他のすべての
手段が考えられる。そのような他の手段の例は、ドープ
された比較的厚く、均一な量子井戸及び超格子領域であ
る。
要ではなく、従来の（連続又は不連続）“アナログ”格
子が考えられる。事実、エネルギー緩和領域は傾斜禁制
帯領域である必要はなく、隣接した活性領域間の領域中
に、キャリヤエネルギー緩和を得るための他のすべての
手段が考えられる。そのような他の手段の例は、ドープ
された比較的厚く、均一な量子井戸及び超格子領域であ
る。
【００３９】前者の例は１０17／ｃｍ3 のオーダーにド
ープされ、領域中のバンドの底にキャリヤのエネルギー
緩和を起こさせるよう選択された厚さ（たとえば、１−
２λE ）をもつ。望ましくは、量子井戸の組成（たとえ
ばＡｌx Ｇａ1- xＡｓ）は、レーザ発振に必要なデバイ
ス下で、井戸中の伝導帯端が、隣接した（下流の）活性
領域のｎ＝３エネルギー状態と、本質的にそろうように
する。
ープされ、領域中のバンドの底にキャリヤのエネルギー
緩和を起こさせるよう選択された厚さ（たとえば、１−
２λE ）をもつ。望ましくは、量子井戸の組成（たとえ
ばＡｌx Ｇａ1- xＡｓ）は、レーザ発振に必要なデバイ
ス下で、井戸中の伝導帯端が、隣接した（下流の）活性
領域のｎ＝３エネルギー状態と、本質的にそろうように
する。
【００４０】図８及び図９は、超格子エネルギー緩和領
域の設計例を示し、前者はゼロバイアス下でのバンド構
造の関連した特徴を、後者はレーザバイアス下での特徴
を示す。活性領域１１は図１の活性領域と本質的に同じ
で、数字８１は超格子エネルギー緩和領域を、数字８２
−８５はエネルギー状態をさす。超格子の量子井戸は、
レーザ発振バイアスを印加した時、エネルギー８２−８
５が本質的に整合し、ミニバンド９０を形成し、ミニバ
ンドは第１のエネルギー状態１１９からキャリヤが容易
にミニバンドに入り、キャリヤが隣接した（下流の）活
性領域の第３のエネルギー状態１１７に容易に入れるよ
う配置されるのが望ましい。
域の設計例を示し、前者はゼロバイアス下でのバンド構
造の関連した特徴を、後者はレーザバイアス下での特徴
を示す。活性領域１１は図１の活性領域と本質的に同じ
で、数字８１は超格子エネルギー緩和領域を、数字８２
−８５はエネルギー状態をさす。超格子の量子井戸は、
レーザ発振バイアスを印加した時、エネルギー８２−８
５が本質的に整合し、ミニバンド９０を形成し、ミニバ
ンドは第１のエネルギー状態１１９からキャリヤが容易
にミニバンドに入り、キャリヤが隣接した（下流の）活
性領域の第３のエネルギー状態１１７に容易に入れるよ
う配置されるのが望ましい。
【００４１】更に、単極性レーザはｎ−ドープである必
要はなく、少なくとも原理的には、ｐ−ドープでよく、
キャリヤはＩｎxＧａ1-xＡｓのような適切な歪層半導体
中を容易にトンネルするように、軽正孔が好ましい。
要はなく、少なくとも原理的には、ｐ−ドープでよく、
キャリヤはＩｎxＧａ1-xＡｓのような適切な歪層半導体
中を容易にトンネルするように、軽正孔が好ましい。
【００４２】ＱＣレーザは各種の半導体システムで、従
来技術（たとえばＭＢＥを含む）により実施できる。そ
のようなシステムの例は、ＡｌＧａＡｓ／ＩｎＡｓ、Ｉ
ｎＰ／ＧａＩｎＡｓ及びＡｌＩｎＡｓ／ＧａＩｎＡｓ
で、対の最初の材料は障壁材料で、第２の材料は井戸材
料である。
来技術（たとえばＭＢＥを含む）により実施できる。そ
のようなシステムの例は、ＡｌＧａＡｓ／ＩｎＡｓ、Ｉ
ｎＰ／ＧａＩｎＡｓ及びＡｌＩｎＡｓ／ＧａＩｎＡｓ
で、対の最初の材料は障壁材料で、第２の材料は井戸材
料である。
【００４３】上で述べたものと同様の量子井戸構造（し
かし、活性領域のドーピングが異なり、導波路構造がな
い）について、最近文献に述べられている。ジェイ・フ
ェイスト（J. Faist）ら、エレクトロニクス・レターズ
（Electronics Letters）、第２９（２５）巻、２２３
０頁（１９９３年１２月）及びジェイ・フェイスト（J.
Faist）ら、アプライド・フィジックス・レターズ（Ap
plied Physics Letters）、第６４巻、１１４４頁（１
９９４）、これらの論文はルミネセンスの観察は述べて
いるが、レーザの観察については報告していない。事
実、これらの論文で明らかにされている構造は、レーザ
動作用には設計されておらず、適してない。
かし、活性領域のドーピングが異なり、導波路構造がな
い）について、最近文献に述べられている。ジェイ・フ
ェイスト（J. Faist）ら、エレクトロニクス・レターズ
（Electronics Letters）、第２９（２５）巻、２２３
０頁（１９９３年１２月）及びジェイ・フェイスト（J.
Faist）ら、アプライド・フィジックス・レターズ（Ap
plied Physics Letters）、第６４巻、１１４４頁（１
９９４）、これらの論文はルミネセンスの観察は述べて
いるが、レーザの観察については報告していない。事
実、これらの論文で明らかにされている構造は、レーザ
動作用には設計されておらず、適してない。
【００４４】単極性レーザは独特な特性をもち、活性領
域中のキャリヤは単極性プラズマを形成する。そのよう
なプラズマの空間的な位置は、“制御”電界として設計
された適切な電界により制御できる。レーザ構造中のプ
ラズマの空間的な位置を制御できることにより、たとえ
ば、レーザ出力ビームの方向が制御でき、レーザのモー
ド利得の外部制御すなわち利得の空間的分布とともに、
光波断面積の重なりを制御することができる。
域中のキャリヤは単極性プラズマを形成する。そのよう
なプラズマの空間的な位置は、“制御”電界として設計
された適切な電界により制御できる。レーザ構造中のプ
ラズマの空間的な位置を制御できることにより、たとえ
ば、レーザ出力ビームの方向が制御でき、レーザのモー
ド利得の外部制御すなわち利得の空間的分布とともに、
光波断面積の重なりを制御することができる。
【００４５】一般に、制御電界は少なくともその成分
は、層構造の面（すなわち、層構造中の電流の方向に垂
直な平面）内にあることが、認識されるであろう。たと
えば、制御電界は必ずしも必要ではないがレーザ構造と
集積化された１組又は複数の組の平行平板導電体によ
り、レーザ空胴の軸に垂直な方向に印加できる。たとえ
ば、平板導電体は側壁誘導体上に堆積させた金属層であ
る。
は、層構造の面（すなわち、層構造中の電流の方向に垂
直な平面）内にあることが、認識されるであろう。たと
えば、制御電界は必ずしも必要ではないがレーザ構造と
集積化された１組又は複数の組の平行平板導電体によ
り、レーザ空胴の軸に垂直な方向に印加できる。たとえ
ば、平板導電体は側壁誘導体上に堆積させた金属層であ
る。
【００４６】制御電界を印加する別の考えられる方式に
は、レーザ材料のピエゾ電気特性を用いることが、特に
ＱＣレーザがＩＩＩ−Ｖヘテロ構造材料で実施されると
きに考えられる。たとえば、音波（進行波又は定在波）
の発生により、音波及びキャリヤ間の音響電気相互作用
が生じる可能性がある。たとえば、音波はレーザ空胴の
軸に平行な方向に伝搬し、キャリヤ密度に周期構造がで
き（それにより光利得及び屈折率に周期的空間構造がで
きる）、それはたとえば、分布帰還の“格子”として働
く。たとえば、この効果により、音波の周波数を変える
ことにより、レーザ発振モードの周波数を変えることが
可能になる。
は、レーザ材料のピエゾ電気特性を用いることが、特に
ＱＣレーザがＩＩＩ−Ｖヘテロ構造材料で実施されると
きに考えられる。たとえば、音波（進行波又は定在波）
の発生により、音波及びキャリヤ間の音響電気相互作用
が生じる可能性がある。たとえば、音波はレーザ空胴の
軸に平行な方向に伝搬し、キャリヤ密度に周期構造がで
き（それにより光利得及び屈折率に周期的空間構造がで
きる）、それはたとえば、分布帰還の“格子”として働
く。たとえば、この効果により、音波の周波数を変える
ことにより、レーザ発振モードの周波数を変えることが
可能になる。
【００４７】当業者はピエゾ電気的に発生した制御電界
は、音波による必要はなく、たとえば静的又は時間変化
応力の印加といった他の手段によっても、発生できるこ
とを認識するであろう。
は、音波による必要はなく、たとえば静的又は時間変化
応力の印加といった他の手段によっても、発生できるこ
とを認識するであろう。
【００４８】上述のように、本発明はｎ＝３及びｎ＝２
状態が、３→２の遷移が基本的に与えられた量子井戸中
で起こるように、強い空間的な重なりをもつレーザで実
施できる。そのようなレーザは“垂直”遷移をもち、一
方異なる量子井戸に基本的に付随したｎ＝３及びｎ＝２
状態をもつレーザは、基本的に“対角”遷移をもつと言
える。たとえば、図１１はｎ＝３及びｎ＝２状態の両方
の波動関数は、量子井戸１１１４中に延びるが、波動関
数の重なりは、井戸１１１３中で最大であることを示
す。その結果、３→２遷移は基本的に垂直遷移となるで
あろう。
状態が、３→２の遷移が基本的に与えられた量子井戸中
で起こるように、強い空間的な重なりをもつレーザで実
施できる。そのようなレーザは“垂直”遷移をもち、一
方異なる量子井戸に基本的に付随したｎ＝３及びｎ＝２
状態をもつレーザは、基本的に“対角”遷移をもつと言
える。たとえば、図１１はｎ＝３及びｎ＝２状態の両方
の波動関数は、量子井戸１１１４中に延びるが、波動関
数の重なりは、井戸１１１３中で最大であることを示
す。その結果、３→２遷移は基本的に垂直遷移となるで
あろう。
【００４９】エム・ヘルム（M. Helm）ら、フィジカル
・レビュー・レターズ（Physical Review Letters）、
第６３巻、７４頁（１９８９）は、直列共鳴トンネリン
グを通した多量子井戸構造中の垂直サブバンド間遷移に
付随した遠赤外エレクトロルミネセンス（λ〜１００μ
ｍ）を報告している。基本的に垂直な遷移を有するレー
ザについては、より詳細に述べる。
・レビュー・レターズ（Physical Review Letters）、
第６３巻、７４頁（１９８９）は、直列共鳴トンネリン
グを通した多量子井戸構造中の垂直サブバンド間遷移に
付随した遠赤外エレクトロルミネセンス（λ〜１００μ
ｍ）を報告している。基本的に垂直な遷移を有するレー
ザについては、より詳細に述べる。
【００５０】本発明に従う垂直遷移レーザは、適切な状
況下で、本発明に従う対角遷移より利点をもつことを、
出願人らは見い出した。たとえば、典型的な場合、避け
られない界面の荒れ及び不純物のふらつきに敏感でない
ため、前者は後者より狭い利得スペクトル（従って低い
閾値）をもつことができる。もちろん、当業者は垂直遷
移レーザは、一般に与えられた活性領域中の第３及び第
２の波動関数間の空間的な重なりを減らさないことを理
解するであろう。そのように減少した重なりが存在しな
いことにより、一般に寿命τ32が幾分減少する。しか
し、ｎ＝２レベル中のキャリヤの滞在時間は、活性領域
又は／エネルギー緩和領域の適切な設計により、ポピュ
レーション・インバージョンが容易に得られるよう十分
短くできることを出願人は見い出した。
況下で、本発明に従う対角遷移より利点をもつことを、
出願人らは見い出した。たとえば、典型的な場合、避け
られない界面の荒れ及び不純物のふらつきに敏感でない
ため、前者は後者より狭い利得スペクトル（従って低い
閾値）をもつことができる。もちろん、当業者は垂直遷
移レーザは、一般に与えられた活性領域中の第３及び第
２の波動関数間の空間的な重なりを減らさないことを理
解するであろう。そのように減少した重なりが存在しな
いことにより、一般に寿命τ32が幾分減少する。しか
し、ｎ＝２レベル中のキャリヤの滞在時間は、活性領域
又は／エネルギー緩和領域の適切な設計により、ポピュ
レーション・インバージョンが容易に得られるよう十分
短くできることを出願人は見い出した。
【００５１】図１１は８．５×１０4 Ｖ／ｃｍの電界に
対応する正バイアス条件下における本発明に従う“垂直
遷移”単極性レーザの多層半導体構造の例の一部の伝導
帯バンドダイヤグラムを、概略的に示す。“ミニバン
ド”１１２１及び１１２３及び“ミニギャップ”１１２
２が示されていることを除き、図１に示されているもの
と同じである。ミニバンド及びミニギャップは超格子ブ
ラッグ反射器１１２に付随し、超格子がそれぞれ電子に
対し、比較的透明であるエネルギー領域と、比較的不透
明な領域をさす。数字１１１１は活性領域を、数字１１
１２’及び１１１１’はそれぞれ上流ブラッグ反射器と
活性領域を、１１１１”は下流活性領域をさす。第３及
び第２のエネルギー準位１１１７及び１１１８は基本的
に量子井戸１１１３に付随し、第１のエネルギー状態１
１１９は基本的に量子井戸１１１４に付随する。波状の
矢印１１２０は第３準位から第２準位への（フォトン放
出）垂直遷移を示す。破線１１２４は超格子ブラッグ反
射器１１１２’の実効的伝導帯端をさし、電子は障壁層
１１１５を貫くトンネルにより、活性領域中に注入され
る。
対応する正バイアス条件下における本発明に従う“垂直
遷移”単極性レーザの多層半導体構造の例の一部の伝導
帯バンドダイヤグラムを、概略的に示す。“ミニバン
ド”１１２１及び１１２３及び“ミニギャップ”１１２
２が示されていることを除き、図１に示されているもの
と同じである。ミニバンド及びミニギャップは超格子ブ
ラッグ反射器１１２に付随し、超格子がそれぞれ電子に
対し、比較的透明であるエネルギー領域と、比較的不透
明な領域をさす。数字１１１１は活性領域を、数字１１
１２’及び１１１１’はそれぞれ上流ブラッグ反射器と
活性領域を、１１１１”は下流活性領域をさす。第３及
び第２のエネルギー準位１１１７及び１１１８は基本的
に量子井戸１１１３に付随し、第１のエネルギー状態１
１１９は基本的に量子井戸１１１４に付随する。波状の
矢印１１２０は第３準位から第２準位への（フォトン放
出）垂直遷移を示す。破線１１２４は超格子ブラッグ反
射器１１１２’の実効的伝導帯端をさし、電子は障壁層
１１１５を貫くトンネルにより、活性領域中に注入され
る。
【００５２】ここで述べた形の超格子ブラッグ反射器
は、ｎ＝３状態中の電子にとっては反射器であるが、た
とえばｎ＝１状態中の電子のような低エネルギーの電子
にとっては、エネルギー緩和をすることが認識されるで
あろう。
は、ｎ＝３状態中の電子にとっては反射器であるが、た
とえばｎ＝１状態中の電子のような低エネルギーの電子
にとっては、エネルギー緩和をすることが認識されるで
あろう。
【００５３】本発明に従う垂直遷移レーザの例におい
て、２５活性領域のそれぞれは、６．５ｎｍＡｌＩｎＡ
ｓ障壁層を含み、それを貫いて電子は４．５ｎｍＩｎＧ
ａＡｓ井戸の上のエネルギー準位中にトンネル注入さ
れ、この井戸は２．８ｎｍＡｌＩｎＡｓ障壁により、
３．６ｎｍＩｎＧａＡｓ井戸に結合されている。活性領
域はアンドープのままで、各超格子ブラッグ反射器の中
心の７つの層は、Ｓｉがドープされ（ｎ＝３×１０17ｃ
ｍ-3）、１周期当り４×１０11ｃｍ-2の密度を生じた。
寿命τ32は１．８ｐｓと計算された。これにより、ポピ
ュレーション・インバージョンが得られた。なぜなら、
第２のエネルギー準位中の電子は、光学フォノン放出を
通して、第１の準位に緩和し、τ21＝０．６ｐｓの時間
中のほぼゼロ運動量変化だからである。電子は第１のエ
ネルギー状態から逃げ出し、３．０ｎｍのＡｌＩｎＡｓ
障壁を通って、下流のブラッグ反射器の下部ミニバンド
中に入る。
て、２５活性領域のそれぞれは、６．５ｎｍＡｌＩｎＡ
ｓ障壁層を含み、それを貫いて電子は４．５ｎｍＩｎＧ
ａＡｓ井戸の上のエネルギー準位中にトンネル注入さ
れ、この井戸は２．８ｎｍＡｌＩｎＡｓ障壁により、
３．６ｎｍＩｎＧａＡｓ井戸に結合されている。活性領
域はアンドープのままで、各超格子ブラッグ反射器の中
心の７つの層は、Ｓｉがドープされ（ｎ＝３×１０17ｃ
ｍ-3）、１周期当り４×１０11ｃｍ-2の密度を生じた。
寿命τ32は１．８ｐｓと計算された。これにより、ポピ
ュレーション・インバージョンが得られた。なぜなら、
第２のエネルギー準位中の電子は、光学フォノン放出を
通して、第１の準位に緩和し、τ21＝０．６ｐｓの時間
中のほぼゼロ運動量変化だからである。電子は第１のエ
ネルギー状態から逃げ出し、３．０ｎｍのＡｌＩｎＡｓ
障壁を通って、下流のブラッグ反射器の下部ミニバンド
中に入る。
【００５４】超格子ブラッグ反射器は、実効伝導帯端
が、上述のように、印加電界の下で本質的に平坦であ
り、各井戸及び障壁対が、電子ドブロイ波長の半分に適
合し、従ってブラッグ条件を満たすよう設計された。し
かし、障壁長ｌb 及び井戸長ｌwは、相互に４分の１波
長離れている。数式的には、ｊth番目の周期における位
置ｘj での傾斜禁制帯の実効伝導帯電位Ｖ（ｘj ）が、
次式で近似できることを必要とする。
が、上述のように、印加電界の下で本質的に平坦であ
り、各井戸及び障壁対が、電子ドブロイ波長の半分に適
合し、従ってブラッグ条件を満たすよう設計された。し
かし、障壁長ｌb 及び井戸長ｌwは、相互に４分の１波
長離れている。数式的には、ｊth番目の周期における位
置ｘj での傾斜禁制帯の実効伝導帯電位Ｖ（ｘj ）が、
次式で近似できることを必要とする。
【数５】 ここで、ΔＥc は障壁及び井戸材料間の伝導帯不連続
（＝０．５２ｅＶ）である。これにより閾値Ｆthにおけ
る印加電界を打ち消す疑電界が生じる。
（＝０．５２ｅＶ）である。これにより閾値Ｆthにおけ
る印加電界を打ち消す疑電界が生じる。
【数６】 また、各層対Ｉw,j 、Ｉb,j に対して、上の式（１）の
ブラッグ反射条件がある。
ブラッグ反射条件がある。
【数７】 ここで、ｋw,j 及びｋb,j は井戸及び障壁材料中の波数
である。この条件により、すべての周期により反射され
た電子波の構造的干渉が確実になる。式のこの組合せ
は、傾斜禁制帯超格子の各導電層対Ｉb 及びＩw に対し
てくり返し解くことができる。このプロセスにより、図
１の右から左へ、順次Ｉw ＝２．１、２．１、１．６、
１．７、１．３及び１．０ｎｍ及びＩb ＝２．１、１．
９、２．０、２．３、２．７ｎｍの値が得られる。
である。この条件により、すべての周期により反射され
た電子波の構造的干渉が確実になる。式のこの組合せ
は、傾斜禁制帯超格子の各導電層対Ｉb 及びＩw に対し
てくり返し解くことができる。このプロセスにより、図
１の右から左へ、順次Ｉw ＝２．１、２．１、１．６、
１．７、１．３及び１．０ｎｍ及びＩb ＝２．１、１．
９、２．０、２．３、２．７ｎｍの値が得られる。
【００５５】当業者は、上述の方式により、適切なバイ
アス下で、正常な超格子の１つに類似のスペクトルをも
ち、レーザ遷移の基底状態から、効率よくキャリヤが脱
出するための活性領域の下部状態に面したミニバンド
と、効率よいキャリヤ閉じ込めのための上部状態に面し
たミニギャップを有する領域が生じることを、認識する
であろう。この閉じ込めは、図２で明らかで、この図は
レーザ閾値に対応するＦth＝８．５×１０4 Ｖ／ｃｍの
電界における電子エネルギー対計算された傾斜禁制帯の
透過を示す。この透過は、上部状態ｎ＝３に対応するエ
ネルギーＥ3 において、非常に小さく（〜１０-4）、一
方エネルギーＥ1 においては十分大きい（＞１０-1）ま
まで、ｎ＝１状態から超格子中への短い脱出時間（≧
０．６ｐｓ）が確実になる。
アス下で、正常な超格子の１つに類似のスペクトルをも
ち、レーザ遷移の基底状態から、効率よくキャリヤが脱
出するための活性領域の下部状態に面したミニバンド
と、効率よいキャリヤ閉じ込めのための上部状態に面し
たミニギャップを有する領域が生じることを、認識する
であろう。この閉じ込めは、図２で明らかで、この図は
レーザ閾値に対応するＦth＝８．５×１０4 Ｖ／ｃｍの
電界における電子エネルギー対計算された傾斜禁制帯の
透過を示す。この透過は、上部状態ｎ＝３に対応するエ
ネルギーＥ3 において、非常に小さく（〜１０-4）、一
方エネルギーＥ1 においては十分大きい（＞１０-1）ま
まで、ｎ＝１状態から超格子中への短い脱出時間（≧
０．６ｐｓ）が確実になる。
【００５６】本発明に従う垂直遷移単極性レーザの例
は、表ＩＶに示された層構造をもつ。更に詳細につい
て、表Ｖ−ＶＩＩＩで示す。
は、表ＩＶに示された層構造をもつ。更に詳細につい
て、表Ｖ−ＶＩＩＩで示す。
【表４】
【表５】
【表６】
【表７】
【表８】
【００５７】層構造は、従来の湿式科学エッチングによ
り、幅１４μｍのメサエッチ・リッジ導波路に加工され
た。２５０ｎｍ厚のＳｉＯ2 層を化学気相堆積により、
次に堆積させ、接触パッド及びドープＩｎＰ基板間の絶
縁をした。ＣＦ4 ガス中のプラズマエッチングにより、
ＳｉＯ2 を貫いて窓がエッチされ、メサの最上部が露出
された。非合金Ｔｉ／Ａｕオーム性接触を、最上部層及
び基板に形成した。プロセスは従来どおりである。プロ
セス後、試料は２．４−３ｍｍの長さの棒にへき開さ
れ、Ｉｎでセラミックホルダーにはんだづけされ、ワイ
ヤボンドの後、Ｈｅ流クライオスタット中にマウントさ
れた。２０ｋＨｚのくり返し周期で、デバイス中に、３
０ｎｓの持続時間の電流パルスを注入した。
り、幅１４μｍのメサエッチ・リッジ導波路に加工され
た。２５０ｎｍ厚のＳｉＯ2 層を化学気相堆積により、
次に堆積させ、接触パッド及びドープＩｎＰ基板間の絶
縁をした。ＣＦ4 ガス中のプラズマエッチングにより、
ＳｉＯ2 を貫いて窓がエッチされ、メサの最上部が露出
された。非合金Ｔｉ／Ａｕオーム性接触を、最上部層及
び基板に形成した。プロセスは従来どおりである。プロ
セス後、試料は２．４−３ｍｍの長さの棒にへき開さ
れ、Ｉｎでセラミックホルダーにはんだづけされ、ワイ
ヤボンドの後、Ｈｅ流クライオスタット中にマウントさ
れた。２０ｋＨｚのくり返し周期で、デバイス中に、３
０ｎｓの持続時間の電流パルスを注入した。
【００５８】図１３は上で述べたようなレーザについて
の駆動電流対ピーク光パワーを示す。構造はＩw ＝２．
１、２．１、２．１、１．６、１．７、１．３及び１．
０ｎｍ及びＩb ＝２．１、２．１、１．９、２．０、
２．３及び２．７ｎｍを有した。この構造の透過性は、
本質的に図１２に示されるようであったが、傾斜した超
格子中のｎ＝２状態と疑フェルミ準位間の間隔は、〜５
０ｍｅＶから〜８０ｍｅＶまで増加し、超格子領域から
ｎ＝２状態への熱的に励起された電子の逆流は、本質的
に減少し、その結果レーザ特性は改善された。
の駆動電流対ピーク光パワーを示す。構造はＩw ＝２．
１、２．１、２．１、１．６、１．７、１．３及び１．
０ｎｍ及びＩb ＝２．１、２．１、１．９、２．０、
２．３及び２．７ｎｍを有した。この構造の透過性は、
本質的に図１２に示されるようであったが、傾斜した超
格子中のｎ＝２状態と疑フェルミ準位間の間隔は、〜５
０ｍｅＶから〜８０ｍｅＶまで増加し、超格子領域から
ｎ＝２状態への熱的に励起された電子の逆流は、本質的
に減少し、その結果レーザ特性は改善された。
【００５９】レーザの例は、図１４で示されるように、
波長４．６μｍの放射を放出した。レーザは１０Ｋで３
００ｍＷ／Ａの傾斜効率を有した。
波長４．６μｍの放射を放出した。レーザは１０Ｋで３
００ｍＷ／Ａの傾斜効率を有した。
【００６０】現在好ましい実施例において、エネルギー
差Δ＝Ｅ2 −ＥFnは、超格子領域からｎ＝２状態への逆
流を、本質的に避けるため、関連した光学フォノンのエ
ネルギーより大きい（好ましくはフォノンエネルギーの
数倍、たとえば≧７０ｍｅＶ）。Δについての上の表わ
し方で、Ｅ2 はｎ＝２準位のエネルギー、ＥFnは超格子
ブラッグ反射領域の下部ミニバンド中の疑フェルミエネ
ルギーである。Δが増加することにより、典型的な場
合、レーザの高温特性が改善される。Δ〜５０ｍｅＶを
もつ非常によく似たレーザに比べ、Δ〜８０ｍｅＶをも
つレーザで著しい改善がみられたことが一例である。Δ
〜８０ｍｅＶのレーザについてのデータの例が、図１３
及び図１４に示されている。
差Δ＝Ｅ2 −ＥFnは、超格子領域からｎ＝２状態への逆
流を、本質的に避けるため、関連した光学フォノンのエ
ネルギーより大きい（好ましくはフォノンエネルギーの
数倍、たとえば≧７０ｍｅＶ）。Δについての上の表わ
し方で、Ｅ2 はｎ＝２準位のエネルギー、ＥFnは超格子
ブラッグ反射領域の下部ミニバンド中の疑フェルミエネ
ルギーである。Δが増加することにより、典型的な場
合、レーザの高温特性が改善される。Δ〜５０ｍｅＶを
もつ非常によく似たレーザに比べ、Δ〜８０ｍｅＶをも
つレーザで著しい改善がみられたことが一例である。Δ
〜８０ｍｅＶのレーザについてのデータの例が、図１３
及び図１４に示されている。
【００６１】垂直遷移に基本的に依存する本発明に従う
レーザは、上述のような超格子ブラッグ反射器を有する
ように実施すると、最も有利であると現在は確信される
が、そのようなレーザは他のエネルギー緩和領域で実施
できることも確信される。ただし、後者の設計のレーザ
特性は、前者のそれらより劣ると予想される。更に、本
発明に従うレーザは、上述のように、３準位（又はより
高い準位の可能性）電子減衰方式に基づくと有利である
と、現在確信されるが、２準位減衰方式（すなわち、基
本的にｎ＝３からｎ＝２遷移）も可能であることも確信
される。そのようなレーザは典型的な場合、通常の動作
バイアス下において、ｎ＝３電子に対しては高い反射性
で、ｎ＝２電子に対しては高い透過性である超格子ブラ
ッグ反射器を含む。
レーザは、上述のような超格子ブラッグ反射器を有する
ように実施すると、最も有利であると現在は確信される
が、そのようなレーザは他のエネルギー緩和領域で実施
できることも確信される。ただし、後者の設計のレーザ
特性は、前者のそれらより劣ると予想される。更に、本
発明に従うレーザは、上述のように、３準位（又はより
高い準位の可能性）電子減衰方式に基づくと有利である
と、現在確信されるが、２準位減衰方式（すなわち、基
本的にｎ＝３からｎ＝２遷移）も可能であることも確信
される。そのようなレーザは典型的な場合、通常の動作
バイアス下において、ｎ＝３電子に対しては高い反射性
で、ｎ＝２電子に対しては高い透過性である超格子ブラ
ッグ反射器を含む。
【００６２】当業者は、ここで明らかにされた新しいレ
ーザ設計の原理は、ここで具体的に述べなかった構造を
含む各種のレーザ構造で実施できることを、認識するで
あろう。
ーザ設計の原理は、ここで具体的に述べなかった構造を
含む各種のレーザ構造で実施できることを、認識するで
あろう。
【図１】本発明に従うレーザの例の伝導帯ダイヤグラム
の一部を概略的に示す。
の一部を概略的に示す。
【図２】それぞれｎ＝１、２及び３のエネルギー状態の
分散を、概略的に示す。
分散を、概略的に示す。
【図３】各種駆動電流に対する本発明に従うレーザの放
射スペクトルのデータ例を示す。
射スペクトルのデータ例を示す。
【図４】スペクトルに従う別のレーザの例の駆動電流対
光パワーのデータを示す。
光パワーのデータを示す。
【図５】高分解能で、図３のスペクトルの一部を示す。
【図６】レーザパラメータＴo に対し、１１２Ｋの値を
示す本発明に従う更に別のレーザについて、レーザ温度
に対する閾値電流を示す。
示す本発明に従う更に別のレーザについて、レーザ温度
に対する閾値電流を示す。
【図７】ＱＣレーザの例における屈折率分布及びモード
強度を示す。
強度を示す。
【図８】超格子エネルギー緩和領域を、概略的に示す図
の１である。
の１である。
【図９】超格子エネルギー緩和領域を、概略的に示す図
の２である。
の２である。
【図１０】本発明に従うレーザの例を、概略的に示す。
【図１１】本発明に従う更に別のレーザの例における伝
導帯ダイヤグラムの一部を、概略的に示す。
導帯ダイヤグラムの一部を、概略的に示す。
【図１２】超格子ブラッグ反射器の例における計算され
た電子伝達スペクトルを示す。
た電子伝達スペクトルを示す。
【図１３】それぞれ、注入電流の関数として、本発明に
従うレーザの例の単一ファセットからの光パワーと、レ
ーザの例の放射スペクトルを示す図の１である。
従うレーザの例の単一ファセットからの光パワーと、レ
ーザの例の放射スペクトルを示す図の１である。
【図１４】それぞれ、注入電流の関数として、本発明に
従うレーザの例の単一ファセットからの光パワーと、レ
ーザの例の放射スペクトルを示す図の２である。
従うレーザの例の単一ファセットからの光パワーと、レ
ーザの例の放射スペクトルを示す図の２である。
１０ 周期 １１ 活性領域 １２ エネルギー緩和領域、エネルギー緩和層、禁
制帯領域 ２０ 光学フォノン介在遷移 １１０ 障壁、層 １１１ 井戸、量子井戸 １１２ 障壁 １１３ 井戸、量子井戸 １１４ エネルギー障壁、障壁 １１５ 井戸、量子井戸 １１６ 障壁 １１７ 第３のエネルギー状態 １１８ 第２のエネルギー状態 １１９ 第１のエネルギー状態 １２０ 線 １２１ バンド端 １２２ 状態 ７０ 屈折率分布 ７１ 強度分布 ７２、７３、７４ 屈折率領域 ８１ エネルギー緩和領域 ８２、８３、８４、８５ エネルギー状態 ９０ ミニバンド
制帯領域 ２０ 光学フォノン介在遷移 １１０ 障壁、層 １１１ 井戸、量子井戸 １１２ 障壁 １１３ 井戸、量子井戸 １１４ エネルギー障壁、障壁 １１５ 井戸、量子井戸 １１６ 障壁 １１７ 第３のエネルギー状態 １１８ 第２のエネルギー状態 １１９ 第１のエネルギー状態 １２０ 線 １２１ バンド端 １２２ 状態 ７０ 屈折率分布 ７１ 強度分布 ７２、７３、７４ 屈折率領域 ８１ エネルギー緩和領域 ８２、８３、８４、８５ エネルギー状態 ９０ ミニバンド
───────────────────────────────────────────────────── フロントページの続き (72)発明者 アルフレッド イー チョー アメリカ合衆国 07901 ニュージャーシ ィ，サミット，ケネス コート 11 (72)発明者 ジェローム ファイスト アメリカ合衆国 07076 ニュージャーシ ィ，スコッチ プレインズ，カントリー クラブ レーン 239 (72)発明者 アルバート リー ハッチンソン アメリカ合衆国 08854 ニュージャーシ ィ，ピスカッタウェイ，リヴァー ロード 1359 (72)発明者 サージ ラーイ アメリカ合衆国 08807 ニュージャーシ ィ，ブリッジウォーター，ペイペン ロー ド 907 (72)発明者 カルロ サートリ アメリカ合衆国 07901 ニュージャーシ ィ，サミット，ヒルサイド アヴェニュー ２ (72)発明者 デボラ リー シヴコ アメリカ合衆国 07059 ニュージャーシ ィ，ウォーレン，プレインフィールド ア ヴェニュー 16
Claims (10)
- 【請求項１】 ａ）第１の伝導形のみのドープされた半
導体材料を含む多層半導体構造：及び ｂ）前記多層半導体構造に電圧を印加する手段を含む単
極性半導体レーザを含む製品において、 ｃ）前記多層構造は複数の本質的に同一の活性領域（た
とえば１１）が含まれ、前記活性領域の与えられた１つ
は、エネルギー緩和領域（たとえば１２）により、隣接
した活性領域から分離され； ｄ）前記活性領域は１ないし複数の量子井戸を含み、前
記量子井戸又は複数の井戸（たとえば１１１、１１３）
に付随して、第１の伝導形の荷電キャリヤのための少な
くとも第２及び第３のエネルギー状態があり、前記第３
のエネルギー状態（たとえば１１７）は前記第２のエネ
ルギー状態（たとえば１１８）より高く； ｅ）前記エネルギー緩和領域は、通常の動作電圧が印加
された時、エネルギー緩和領域中で、第１の伝導形の荷
電キャリヤの本質的なエネルギー緩和が起こり、前記荷
電キャリヤの少なくともある程度は、前記活性領域から
エネルギー緩和領域中に導入されるように選択され、 ｆ）第１の伝導形の荷電キャリヤの少なくともある程度
は、第３から第２のエネルギー状態へ、発光性遷移をす
ることを特徴とする製品。 - 【請求項２】 前記活性領域は２ないしそれ以上の結合
された量子井戸を含み、前記結合された量子井戸に付随
して、前記荷電キャリヤに対する少なくとも第１、第２
及び第３のエネルギー状態があり、前記通常の動作電圧
が印加された時、第１のエネルギー状態は、第２のエネ
ルギー状態より低く、前記荷電キャリヤの少なくともあ
る程度は、第２から第１のエネルギー状態へ遷移をし、
第１のエネルギー状態からエネルギー緩和領域中へ導入
される請求項１記載の製品。 - 【請求項３】 活性領域は本質的にアンドープで、エネ
ルギー緩和領域はドープされた半導体材料を含む請求項
２記載の製品。 - 【請求項４】 第３及び第２のエネルギー状態に付随し
て、第３及び第２の波動関数があり、前記活性領域は前
記第３及び第２の波動関数の空間的な重なりが減少する
ように選択される請求項２記載の製品。 - 【請求項５】 第３、第２及び第１のエネルギー状態
（１１７、１１８、１１９）に付随して、それぞれ第
３、第２及び第１の量子井戸（１１１、１１３、１１
５）があり、前記第１及び第２量子井戸間のエネルギー
障壁（１１４）及び前記第２及び第３量子井戸間のもう
１つのエネルギー障壁を伴い、第３から第２のエネルギ
ー準位への前記発光性遷移は、本質的に対角遷移である
請求項４記載の製品。 - 【請求項６】 前記エネルギー緩和領域は、ドープされ
た連続的に傾斜あるいは階段状に傾斜した禁制帯領域を
含み、あるいは前記エネルギー緩和領域は複数の量子井
戸を含む請求項５記載の製品。 - 【請求項７】 前記活性領域は、第３から第２エネルギ
ー状態への前記発光性遷移が、本質的に垂直遷移である
ように選択される請求項２記載の製品。 - 【請求項８】 前記エネルギー緩和領域は、複数の量子
井戸を含むドープされた超格子領域を含み、超格子領域
は第３のエネルギー状態に対応したエネルギーをもつ第
１の伝導形の荷電キャリヤに対するブラッグ反射器とな
るよう選択される請求項７記載の製品。 - 【請求項９】 前記多層半導体構造は、第３から第２の
エネルギー状態への前記発光性遷移に対応するエネルギ
ーのフォトンに対し、導波路となるよう選択される請求
項１記載の製品。 - 【請求項１０】 前記導波路は、前記活性領域を含むコ
アを含み、更に前記活性領域の屈折率より高い屈折率を
有するドープされた半導体領域を含む請求項９記載の製
品。
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