JPH0856046A - Semiconductor laser - Google Patents
Semiconductor laserInfo
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- JPH0856046A JPH0856046A JP19046694A JP19046694A JPH0856046A JP H0856046 A JPH0856046 A JP H0856046A JP 19046694 A JP19046694 A JP 19046694A JP 19046694 A JP19046694 A JP 19046694A JP H0856046 A JPH0856046 A JP H0856046A
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Abstract
Description
【0001】[0001]
【産業上の利用分野】本発明は、光通信、光情報処理分
野などに用いられる短波長の半導体発光素子等に関する
ものである。BACKGROUND OF THE INVENTION 1. Field of the Invention The present invention relates to a semiconductor light emitting device having a short wavelength used in the fields of optical communication and optical information processing.
【0002】[0002]
【従来の技術】近年、多くの分野で半導体レーザの需要
が高まり、GaAs系、およびInP系を中心として活発に研
究開発が進められてきた。それに伴いMBE, MOVPEをはじ
めとする半導体レーザの結晶成長技術が大きな進展を遂
げ、高品質の化合物半導体結晶が再現性よく作製できる
ようになってきた。そして現在では、発振波長630nm程
度のGaInP/AlGaInP系半導体レーザが製品化されてい
る。2. Description of the Related Art In recent years, the demand for semiconductor lasers has increased in many fields, and research and development have been actively promoted centering on GaAs and InP. Along with this, crystal growth technologies for semiconductor lasers such as MBE and MOVPE have made great progress, and high-quality compound semiconductor crystals can be produced with good reproducibility. At present, GaInP / AlGaInP based semiconductor lasers having an oscillation wavelength of about 630 nm have been commercialized.
【0003】さらに短波長化を目指して色々な材料で半
導体発光素子の開発が進められている。なかでもZnCdSe
系材料で発振波長500nm前後の短波長半導体レーザの室
温連続発振が最近になって達成され、世の中の注目を集
めている。現在実用化に向けての開発が進められてい
る。ただし、動作電圧が高く、しかも電流注入時の結晶
中の格子欠陥の増殖が激しいために、実用レベルの信頼
性を得ることが困難であり実用化にはまだ多くの時間を
要すると考えられている。Development of semiconductor light emitting devices is progressing with various materials aiming at further shortening of wavelength. Above all, ZnCdSe
Room temperature continuous oscillation of a short wavelength semiconductor laser with an oscillation wavelength of around 500 nm has recently been achieved with a system material, and has attracted attention in the world. Currently, development for practical use is in progress. However, since the operating voltage is high and the growth of lattice defects in the crystal during current injection is severe, it is difficult to obtain a practical level of reliability, and it is considered that much time is required for practical use. There is.
【0004】その一方、もう一つの短波長レーザとして
有望視されている材料に、6方晶GaN系材料がある。こ
の材料系ではエピタキシャル成長をするための格子整合
する高品質な基板が存在しないため、ZnCdSe系と比べて
半導体発光素子の開発が遅れていたが、近年屋外でも使
用可能な1cdを越える高輝度な発光ダイオードが実現さ
れるようになっており、今後半導体レーザの実現が期待
されている。発光ダイオードとしては素子寿命が105時
間程度と他の実用化されている半導体発光素子材料と比
較しても遜色なく、半導体レーザへの応用も十分可能と
思われる。On the other hand, another promising material for a short wavelength laser is a hexagonal GaN-based material. Since there is no high-quality lattice-matched substrate for epitaxial growth in this material system, the development of semiconductor light-emitting devices has been delayed compared to ZnCdSe systems, but in recent years high-luminance light emission exceeding 1 cd that can be used outdoors Diodes have been realized, and semiconductor lasers are expected to be realized in the future. As a light emitting diode, the device life is about 10 5 hours, which is comparable to other practical semiconductor light emitting device materials, and it seems that it can be applied to a semiconductor laser.
【0005】[0005]
【発明が解決しようとする課題】しかしながら以上のよ
うな6方晶GaN系材料は物理的な性質があまり明らかと
されておらず、半導体レーザをはじめとする光素子に本
当に適用可能かどうか疑問視されている。Zincblende構
造を有するIII-V族化合物半導体で半導体光素子として
広く用いられている多くの材料は、物理的な性質がほぼ
明らかとされており、素子の特性を向上させるための理
論的な設計手法が存在する。However, the physical properties of the above hexagonal GaN-based materials have not been clarified so much, and it is doubtful whether they can be applied to optical devices such as semiconductor lasers. Has been done. The physical properties of many materials widely used as semiconductor optical devices in III-V group compound semiconductors having a Zincblende structure are almost clear, and a theoretical design method for improving the device characteristics. Exists.
【0006】しかし、6方晶系材料では、このような手
法は未だ確立されておらず理論的検討がなされていな
い。6方晶結晶の単位格子構造はZincblende構造とは原
子の並び方が全く異なっている。したがってZincblende
材料と同じように素子を作製しても半導体光素子とし
て、十分実用に耐える特性が得られるかどうかわからな
い。However, for hexagonal materials, such a technique has not yet been established and no theoretical study has been made. The unit cell structure of a hexagonal crystal is completely different from the Zincblende structure in the arrangement of atoms. Therefore Zincblende
It is not known whether or not the characteristics that can be practically used are sufficiently obtained as a semiconductor optical element even if the element is manufactured similarly to the material.
【0007】たしかに6方晶GaN系材料は、発光ダイ
オードとしては高性能な素子が実現されているが、例え
ば半導体レーザの場合、単一のエネルギーでの偏光の揃
った光学利得を如何に大きくできるかが重要であり、す
べての光トータルの発光効率が高ければよい発光ダイオ
ードと異なる。したがって、発光した光のエネルギー分
散が大きかったり、偏光比が小さかったりするとレーザ
発振は困難となる。Certainly, the hexagonal GaN-based material has realized a high-performance element as a light emitting diode. For example, in the case of a semiconductor laser, it is possible to increase the optical gain in which polarized light is uniform with a single energy. Is important, and it is different from the light emitting diode if the total luminous efficiency of all lights is high. Therefore, if the energy dispersion of the emitted light is large or the polarization ratio is small, laser oscillation becomes difficult.
【0008】その他の光素子例えば光増幅器や偏光フィ
ルター等についてもレーザ発振と同じバンド間遷移に基
づく原理で動作するものが多く、半導体レーザ同様実現
の可能性や、特性を向上させるために如何に工夫すべき
かについては不明である。Many other optical elements, such as optical amplifiers and polarization filters, operate on the principle based on the same band-to-band transition as laser oscillation. How to realize the same as a semiconductor laser and to improve the characteristics are explained. It is unclear whether it should be devised.
【0009】本発明は、以上のような問題を鑑みてなさ
れたもので、6方晶系材料の独特の光学遷移過程を用い
て高性能な半導体レーザを提供することを目的とする。The present invention has been made in view of the above problems, and an object of the present invention is to provide a high-performance semiconductor laser using a unique optical transition process of a hexagonal material.
【0010】[0010]
【課題を解決するための手段】本発明の手段は、6方晶
材料で構成された量子井戸固有の光学遷移過程における
偏光特性を利用して、構成の単純な高性能半導体光素子
を実現するものである。Means for Solving the Problems The means of the present invention realizes a high-performance semiconductor optical device having a simple structure by utilizing the polarization characteristic in the optical transition process peculiar to a quantum well composed of a hexagonal material. It is a thing.
【0011】[0011]
【作用】我々は、6方晶材料で構成された量子井戸は価
電子帯エネルギーバンド構造の特異性から量子井戸の幅
によって光学利得の偏光特性が変化することを見いだし
た。この性質を利用して、偏光比の大きい領域を半導体
レーザに用いれば低しきい値電流が実現できる。We have found that the polarization characteristics of the optical gain of a quantum well made of a hexagonal material change depending on the width of the quantum well due to the peculiarity of the valence band energy band structure. By utilizing this property, a low threshold current can be realized by using a region having a large polarization ratio in a semiconductor laser.
【0012】つまり活性層の厚みを選んでやれば、T
E,TMモードのいずれかの切り替えを用いることで、
いずれのモードの場合でも、しきい値電流を低くするこ
とができる。That is, if the thickness of the active layer is selected, T
By using either E or TM mode switching,
In any of the modes, the threshold current can be lowered.
【0013】また、偏光比の小さい領域を用いれば偏光
に依存しない光増幅器や偏光フィルター等が非常に単純
な構成で実現できる。If a region having a small polarization ratio is used, a polarization-independent optical amplifier, a polarization filter, etc. can be realized with a very simple structure.
【0014】[0014]
(実施例1)図1は第1の実施例を示す6方晶GaN/AlGa
N量子井戸半導体レーザの素子断面図(a)およびGaN量子
井戸層4付近のバンドダイアグラム(b)である。(Embodiment 1) FIG. 1 shows hexagonal GaN / AlGa showing the first embodiment.
FIG. 2A is a device sectional view of an N quantum well semiconductor laser and FIG. 8B is a band diagram near the GaN quantum well layer 4.
【0015】結晶成長により(0001)サファイア基板1上
に、n-AlxGa1-xNクラッド層2、AlyGa1-yN 第1光ガイド
層3、GaN量子井戸層4、AlyGa1-yN 第2光ガイド層5、p-
AlxGa1-xNクラッド層6を連続的に形成する。その後、エ
ッチングによりリッジストライプ7を形成し、SiO2絶縁
膜8を堆積した後アノード電極9およびカソード電極10を
形成する。By crystal growth, on the (0001) sapphire substrate 1, an n-AlxGa1-xN cladding layer 2, an AlyGa1-yN first optical guide layer 3, a GaN quantum well layer 4, an AlyGa1-yN second optical guide layer 5, p-
The AlxGa1-xN cladding layer 6 is continuously formed. After that, the ridge stripe 7 is formed by etching, the SiO 2 insulating film 8 is deposited, and then the anode electrode 9 and the cathode electrode 10 are formed.
【0016】GaN量子井戸層4は非常に薄い層から成って
おり、厚さは電子のドブロイ波長以下である。また、6
方晶GaN/AlGaN結晶の成長方向もやはり(0001)方向であ
る。The GaN quantum well layer 4 is composed of a very thin layer and has a thickness equal to or less than the de Broglie wavelength of electrons. Also, 6
The growth direction of the tetragonal GaN / AlGaN crystal is also the (0001) direction.
【0017】このようにして作製した量子井戸構造では
バンドダイアグラムから明らかなように伝導帯11、価電
子帯12とも井戸層でキャリアに対するエネルギーが最も
低いタイプIと呼ばれるバンド構造になっており、従来
から半導体レーザ等に用いられているZincblende結晶と
同様電子、ホールを同じ空間に閉じこめることができ
る。In the quantum well structure thus produced, as is clear from the band diagram, both the conduction band 11 and the valence band 12 have a band structure called type I in which the energy for carriers is the lowest in the well layer. Thus, electrons and holes can be confined in the same space as in the Zincblende crystal used in semiconductor lasers and the like.
【0018】図2にバルクGaNおよび量子井戸であるGaN
量子井戸層4の価電子帯のバンド構造を示す。Alの組成
比としてx=0.2、y=0.1(AlxGa1-xN層、AlyGa1-yN層)を
用いて計算したものである。FIG. 2 shows bulk GaN and quantum well GaN.
The band structure of the valence band of the quantum well layer 4 is shown. The composition ratio of Al is calculated using x = 0.2 and y = 0.1 (AlxGa1-xN layer, AlyGa1-yN layer).
【0019】図2に示すようにバルクの場合、高エネル
ギー側からE1、E2、E3の3つのバンドがあり、スピン軌
道相互作用による分離エネルギー△soおよび、原子配列
の空間的非対称性による分離エネルギー△crによって各
々がk=0において離れている。またE1とE2は有効質量が
大きいためバンドの曲率が大きくなっており、E3は逆に
小さい有効質量のため曲率が小さい。As shown in FIG. 2, in the case of bulk, there are three bands of E1, E2, and E3 from the high energy side. The separation energy Δso due to the spin-orbit interaction and the separation energy due to the spatial asymmetry of the atomic arrangement. Each is separated at k = 0 by Δcr. Also, E1 and E2 have large effective masses, so the curvature of the band is large, and E3, on the contrary, has small effective masses, so the curvature is small.
【0020】これらのバンド構造に従って分布するホー
ルは伝導体に分布する電子と再結合してフォトンを放出
する。しかし価電子帯の3つのバンドは各々異なったブ
ロッホ状態、つまりホールの運動方向を有しており、再
結合過程で放出できるフォトンの偏光はこのホールの運
動方向と一致している。この結果、電子とE1のホールと
の再結合ではTEモードのみ、電子とE2のホールとの再結
合でも大部分がTEモード、そして電子とE3のホールとの
再結合では大部分がTMモードで発光する。バンド端に近
いほど分布するキャリアの数が多くなるので6方晶バル
クGaNではTEモードの発光が主となる。The holes distributed according to these band structures recombine with the electrons distributed in the conductor to emit photons. However, each of the three bands of the valence band has a different Bloch state, that is, the moving direction of the hole, and the polarization of the photon that can be emitted in the recombination process coincides with the moving direction of this hole. As a result, the recombination of electrons and holes in E1 is only in TE mode, most of the recombination of electrons and holes in E2 is in TE mode, and most of the recombination of electrons and holes in E3 is in TM mode. It emits light. In the hexagonal bulk GaN, the light emission in the TE mode is mainly because the number of carriers to be distributed increases as the distance to the band edge increases.
【0021】一方、本実施例で用いるGaN量子井戸層4で
は図2(b)に示すように非常に多くのサブバンドが存
在している。ここでは井戸幅Lzを80Åと仮定した場合
のものであるが、井戸幅によってサブバンドの数は増減
する。これらのサブバンドはk||=0ではバルクの場合と
同様E1、E2、E3の3種類のバンドがあり、量子効果によ
りバンド数が増えているにすぎないが、k||≠0では運動
量を介して互いにミキシングを起こす。On the other hand, in the GaN quantum well layer 4 used in this embodiment, there are very many subbands as shown in FIG. 2 (b). Here, the well width Lz is assumed to be 80 Å, but the number of subbands varies depending on the well width. These subbands have three kinds of bands, E1, E2, and E3 at k || = 0 as in the case of bulk, and the number of bands is only increased by the quantum effect, but at k || ≠ 0, the momentum is Mixing to each other via.
【0022】例えばE11はk||の小さい領域で下に凸の曲
率が見られているが、これは主にE32とのミキシングに
よるものである。このためE11は本来電子との再結合に
よってTEモードのフォトンを放出するはずであるのにk
||≠0ではTMモードが支配的となってくる場合もあり、
レーザを作製したときの発振モードが必ずしもTEモード
とは限らなくなってくる。For example, E11 has a convex curvature downward in a region of small k || , which is mainly due to mixing with E32. Therefore, E11 is supposed to emit TE-mode photons by recombination with electrons, but k
|| ≠ 0, TM mode may become dominant,
The oscillation mode when a laser is manufactured is not always TE mode.
【0023】このE32とのミキシングの強さは井戸幅に
大きく依存し、井戸幅が小さいとE32がバンド端から遠
ざかるのでこのミキシングは弱まりバルク同様TEモード
での発光を起こすが、井戸幅が大きくなるとミキシング
が強くなりTMモードが支配的となってくると予測でき
る。このような現象は従来から半導体光素子に用いられ
てきたZincblende構造の材料では見られない6方晶系に
特異なものである。The strength of mixing with E32 largely depends on the well width. When the well width is small, E32 moves away from the band edge, so that the mixing weakens and light emission in the TE mode occurs as in the bulk, but the well width is large. Then, it can be predicted that the mixing becomes stronger and the TM mode becomes dominant. Such a phenomenon is peculiar to the hexagonal system, which is not seen in the Zincblende structure material that has been conventionally used for semiconductor optical devices.
【0024】ここでGaN量子井戸層4の幅をパラメータと
して求めた最大利得の井戸幅で規格化した電流密度依存
性を図3に示す。バンド構造からも予測できたように、
GaN量子井戸層4の幅の小さい場合、同一の電流密度での
TE偏光での利得が大きいが、これが増加してくると今度
はTM偏光の利得が支配的となる。つまり(a)において
は、たとえばゲインを400cm-1とすると、電流密度
Jがいちばん小さいのは、井戸層の厚さが50Aであ
り、井戸層が薄いほうがしきい値が小さい傾向があり、
TEモードが発振しやすいことがわかる。しかし図
(b)では、(a)と同じようにゲインを400cm-1と
すれば100Aの場合がいちばんしきい値が小さく、井
戸層の厚みが小さいほど電流密度が大きくなっている。
つまり井戸層の膜厚が大きいほどTMモードが発振しや
すい。FIG. 3 shows the current density dependence of the maximum gain obtained by using the width of the GaN quantum well layer 4 as a parameter and normalized by the well width. As predicted from the band structure,
When the width of the GaN quantum well layer 4 is small, at the same current density
The gain for TE polarized light is large, but when it increases, the gain for TM polarized light becomes dominant. That is, in (a), for example, when the gain is 400 cm −1, the current density J is the smallest, the well layer thickness is 50 A, and the thinner the well layer, the smaller the threshold tends to be.
It can be seen that the TE mode easily oscillates. However, in FIG. 6B, when the gain is 400 cm −1, the threshold value is the smallest in the case of 100 A as in the case of FIG. 3A, and the current density increases as the well layer thickness decreases.
That is, the larger the thickness of the well layer, the easier the TM mode is to oscillate.
【0025】このように井戸幅の変化のみでTE/TM間の
切り替えができるのは6方晶独特の現象である。もちろ
んZincblendeでも量子井戸に2軸性の歪を加えることに
よってTE/TM間の切り替えが可能であったが、3元や4元
の混晶の組成を精密に制御できないと狙い通りの特性が
得られにくいのに対し、6方晶ではたとえ2元材料でも
井戸幅を変えるだけでよいのでTE/TM間の切り替えが非
常に容易となる。It is a phenomenon unique to the hexagonal crystal that the TE / TM can be switched by only changing the well width. Of course, even in Zincblende, it was possible to switch between TE / TM by applying biaxial strain to the quantum well, but if the composition of the ternary or quaternary mixed crystal could not be precisely controlled, the desired characteristics could be obtained. On the other hand, it is difficult to change the width of the hexagonal crystal even if it is a binary material.
【0026】また、例えばレーザのしきい値利得を400c
m-1と仮定した場合、TEモードでのしきい値電流密度の
最低値はGaN量子井戸層4の幅が50Åのときの86000A/cm2
μmが見積もられるが、これはTMモードでのGaN量子井戸
層4の幅が100Åのときの最低値73000A/cm2μmよりも高
い。つまり量子井戸構造においてはバルクとは異なった
偏光であるTMモードのほうが低しきい値電流のレーザが
実現できることになる。Further, for example, the threshold gain of the laser is set to 400c.
Assuming m-1, the lowest threshold current density in TE mode is 86000A / cm2 when the width of GaN quantum well layer 4 is 50Å.
μm is estimated, which is higher than the minimum value of 73000 A / cm 2 μm when the width of the GaN quantum well layer 4 in TM mode is 100 Å. In other words, in the quantum well structure, the TM mode, which is polarized light different from that of the bulk, can realize a laser with a lower threshold current.
【0027】しかし常にTMモードのほうが低しきい値で
あるとは限らない。図4に注入キャリア密度に対するTE
モードおよびTMモードの最大利得の関係を示す。TEモー
ドでは井戸幅Lzを薄くすれば低キャリア密度で高い利得
が得られているが、TMモードの場合、図3で低電流密度
で利得を発生できた井戸幅Lzが厚い構造では、非常に多
くのキャリアを注入しないと利得が得られないことがわ
かる。However, the TM mode does not always have a lower threshold value. Fig. 4 shows the TE versus injected carrier density.
The relationship between the maximum gains of modes and TM modes is shown. In the TE mode, if the well width Lz is made thin, a high gain is obtained at a low carrier density, but in the TM mode, the structure in which the well width Lz in which the gain can be generated at a low current density in FIG. It can be seen that the gain cannot be obtained unless many carriers are injected.
【0028】レーザ発振のために多数のキャリアを要す
ると、伝導帯の障壁が実効的に低下し、電子のオーバー
フローによるリーク電流が増加してしまう。図3で示し
た計算結果では、p-AlxGa1-xNクラッド層6の組成比xが
0.2と大きいので、すべての構造でリーク電流は規格化
電流密度のなかにほとんどは含まれていない。しかし、
xをもう少し下げると特に厚い井戸の場合、図3よりも
高い電流密度となる。When a large number of carriers are required for laser oscillation, the barrier of the conduction band is effectively lowered and the leak current due to overflow of electrons is increased. In the calculation result shown in FIG. 3, the composition ratio x of the p-AlxGa1-xN cladding layer 6 is
Since it is as large as 0.2, almost no leakage current is included in the normalized current density in all structures. But,
When x is lowered a little, the current density becomes higher than that in FIG. 3 especially in the case of a thick well.
【0029】図5にキャリア注入時のGaN/AlGaN量子井
戸半導体レーザのバンドダイアグラムを示すが、リーク
電流を支配する伝導帯の障壁高さはp-Al0.2Ga0.8Nクラ
ッド層6の伝導帯端とGaN活性層4のフェルミエネルギー
との差、つまりバリア高さ106dEcである。このバリア高
さ106(δEc)は、GaN活性層4とp-AlxGa1-xNクラッド層6
との伝導帯のバンドオフセットエネルギー101(ΔEc)お
よび価電子帯のバンドオフセットエネルギー102(ΔE
v)、GaN活性層4での電子の擬フェルミエネルギー103(Ef
n)、ホールの擬フェルミエネルギー104(Efp)、そしてp-
AlxGa1-xNクラッド層6でのホールのフェルミエネルギー
105(δEfp)を用いて次式のようになる。FIG. 5 shows a band diagram of a GaN / AlGaN quantum well semiconductor laser at the time of carrier injection. The barrier height of the conduction band that governs leakage current is the conduction band edge of the p-Al0.2Ga0.8N cladding layer 6. And the Fermi energy of the GaN active layer 4, that is, the barrier height is 106 dEc. The barrier height 106 (δEc) is equal to the GaN active layer 4 and the p-AlxGa1-xN cladding layer 6
And the band offset energy 101 (ΔEc) of the conduction band and the band offset energy 102 (ΔEc of the valence band
v), the pseudo-Fermi energy 103 (Ef of the electron in the GaN active layer 4
n), Hall pseudo-Fermi energy 104 (Efp), and p-
Fermi energy of holes in AlxGa1-xN cladding layer 6
Using 105 (δEfp), the following equation is obtained.
【0030】 δEc=ΔEc+ΔEv-(Efn+Efp)-δEfp・・・式1 キャリアを多数注入するとEfn+Efpが大きくなり、δEc
が減少することがわかる。また、p-AlxGa1-xNクラッド
層6のドーピングレベルが十分高くないとδEfpが増加し
てこれもδEcを減少させてしまう。ΔEc = ΔEc + ΔEv- (Efn + Efp) -δEfp ... Equation 1 Efn + Efp increases when a large number of carriers are injected, and δEc
It can be seen that If the doping level of the p-AlxGa1-xN cladding layer 6 is not sufficiently high, ΔEfp increases and this also decreases ΔEc.
【0031】図6に最大利得に対して増加するEfn+Efp
を計算した結果を示す。最大利得500cm-1までの範囲で
は井戸幅50Å以下にすれば、Efn+Efpの大きな上昇を避
けることができるのがわかる。FIG. 6 shows that Efn + Efp increases with respect to the maximum gain.
The result of calculation is shown. It can be seen that a large increase in Efn + Efp can be avoided if the well width is 50 Å or less in the range up to the maximum gain of 500 cm-1.
【0032】しかしそれ以上の井戸幅を用いるとEfn+Ef
pの増加が顕著になる。ΔEc+ΔEvが十分大きいヘテロ構
造を用いたり、あるいはδEfpが十分小さい、高ドーピ
ングされたp-AlxGa1-xNクラッド層6が使用できればEfn+
Efpが多少増加しても問題ないが、一般には作製は困難
である。However, if a well width larger than that is used, Efn + Ef
The increase of p becomes remarkable. Efn + if heterostructure with sufficiently large ΔEc + ΔEv is used, or if highly doped p-AlxGa1-xN cladding layer 6 with sufficiently small ΔEfp can be used.
There is no problem if Efp is increased to some extent, but it is generally difficult to manufacture.
【0033】例えばΔEc+ΔEvが大きい組み合わせを選
ぶと格子定数差も当然大きくなり、結晶品質の低下を引
き起こしたり、またΔEc+ΔEvを大きくするためにpクラ
ッド層にバンドギャップの大きい材料を用いるとpドー
ピングがより困難となり今度はδEfpが大きくなってし
まって結局δEcを大きくできなくなる。For example, when a combination with a large ΔEc + ΔEv is selected, the difference in lattice constant naturally becomes large, which causes deterioration of crystal quality, and when a material having a large band gap is used for the p-clad layer in order to increase ΔEc + ΔEv. p-doping becomes more difficult, and then δEfp becomes large, so δEc cannot be increased.
【0034】これらの問題は今後、技術的な進歩により
徐々に解決されると思われるが、その時点で使用可能な
ヘテロ構造の組み合わせ、即ち、活性層とクラッド層と
のエネルギー差に対して、レーザのしきい値電流を最も
下げられる最適な井戸幅が存在していることになる。Although these problems are expected to be gradually solved by technological progress in the future, the combination of heterostructures that can be used at that time, that is, the energy difference between the active layer and the cladding layer, There will be an optimum well width that will most reduce the threshold current of the laser.
【0035】例えば最大利得400cm-1でしきい値に達す
るとすると、井戸幅が厚い量子井戸では図6からEfn+Ef
pは0.20eV強になる。またp-AlxGa1-xNクラッド層6には1
×10 17cm-3程度ドーピングしておくとδEfpは0.1eV前後
になり、(Efn+Efp)+δEfp=0.30eVとなる。室温以上でリ
ーク電流を十分抑えるためには、δEcは0.1eV程度は必
要なので式1より、ΔEc+ΔEvは0.40eV以上あればどの
井戸幅でも十分となる。For example, the threshold is reached with a maximum gain of 400 cm −1
Then, in the case of a quantum well with a wide well, Efn + Ef
p becomes a little over 0.20 eV. In addition, the p-AlxGa1-xN cladding layer 6 has 1
× 10 17When doped about cm-3, δEfp is around 0.1 eV
And (Efn + Efp) + ΔEfp = 0.30 eV. Above room temperature
In order to suppress the peak current sufficiently, ΔEc must be about 0.1eV.
Since it is important, according to formula 1, if ΔEc + ΔEv is 0.40 eV or more
Well width is also sufficient.
【0036】この場合、井戸層とキャリア閉じ込め層で
あるクラッド層とのバンドギャップ差が大きく、発光に
寄与しないリーク電流を考慮しなくてよく、リーク電流
がほとんどない図3で示したのと同様の利得ー電流密度
特性が得られる。そして、井戸幅100Åのとき最も低い
しきい値電流がTMモードの発振において得られる。In this case, the bandgap difference between the well layer and the clad layer which is the carrier confinement layer is large, and it is not necessary to consider the leak current that does not contribute to light emission, and there is almost no leak current, as shown in FIG. The gain-current density characteristic of is obtained. The lowest threshold current is obtained in TM mode oscillation when the well width is 100 Å.
【0037】しかし、もしΔEc+ΔEvが0.35eV程度しか
なければ井戸幅50Å以下の量子井戸でしかリーク電流を
抑えることができず、厚い井戸のほうが、かえってしき
い値電流密度が高くなってしまう。したがって、この場
合はTEモードで発振する井戸幅50Åで最も低いしきい値
電流が得られる。However, if ΔEc + ΔEv is only about 0.35 eV, the leak current can be suppressed only by the quantum well having a well width of 50 Å or less, and the thicker well has a higher threshold current density. . Therefore, in this case, the lowest threshold current is obtained with a well width of 50 Å that oscillates in the TE mode.
【0038】結局p-AlxGa1-xNクラッド層6のAlの組成比
xが0.12より小さければGaN量子井戸層4の幅を50Å以下
にし、xが0.15より大きければGaN量子井戸層4の幅を80
Å以上に設定すれば低しきい値電流のレーザが得られ
る。After all, the Al composition ratio of the p-AlxGa1-xN cladding layer 6
If x is smaller than 0.12, the width of GaN quantum well layer 4 is set to 50 Å or less, and if x is larger than 0.15, the width of GaN quantum well layer 4 is set to 80
A laser with a low threshold current can be obtained by setting Å or more.
【0039】このように本発明では活性層とクラッド層
とのバンドギャップ差ΔEc+ΔEvが0.4eVより大きいかど
うかで井戸幅を使い分けることにより、低しきい値電流
の6方晶量子井戸レーザを実現できる。なお、本実施例
ではGaN/AlGaN量子井戸を用いたが、六方晶材料では同
様の効果が期待できる。As described above, according to the present invention, a well-width is selectively used depending on whether the band gap difference ΔEc + ΔEv between the active layer and the cladding layer is larger than 0.4 eV, whereby a low threshold current hexagonal quantum well laser is obtained. realizable. Although GaN / AlGaN quantum wells were used in this example, similar effects can be expected with hexagonal crystal materials.
【0040】また活性層についても単一の量子井戸とし
ているが、多重量子井戸とした場合であっても同様に、
各井戸層の膜厚が上記条件をみたせばよい。Although a single quantum well is used for the active layer, the same applies to the case of using multiple quantum wells.
The film thickness of each well layer should satisfy the above conditions.
【0041】(実施例2)図7は第2の実施例を示す6
方晶GaN/AlGaN量子井戸光増幅素子の素子構造図であ
る。結晶成長により(0001)サファイア基板1上にn-AlxGa
1-xNクラッド層2、AlyGa1-yN 第1光ガイド層3、GaN/Al
yGa1-yN多重量子井戸活性層14、AlyGa1-yN第2光ガイド
層5、p-AlxGa1-xNクラッド層6を連続的に形成する。そ
の後エッチングによりリッジストライプ7を形成し、SiO
2絶縁膜8を堆積した後アノード電極9およびカソード電
極10を形成する。GaN/AlyGa1-yN多重量子井戸活性層14
は井戸幅が60ÅのGaN井戸層21および50ÅのAlyGa1-yNバ
リア層22により構成されている。(Embodiment 2) FIG. 7 shows a second embodiment 6
FIG. 3 is an element structure diagram of a tetragonal GaN / AlGaN quantum well optical amplifier element. N-AlxGa on (0001) sapphire substrate 1 by crystal growth
1-xN clad layer 2, AlyGa1-yN first optical guide layer 3, GaN / Al
The yGa1-yN multiple quantum well active layer 14, the AlyGa1-yN second optical guide layer 5, and the p-AlxGa1-xN cladding layer 6 are continuously formed. After that, the ridge stripe 7 is formed by etching, and SiO
2 After depositing the insulating film 8, the anode electrode 9 and the cathode electrode 10 are formed. GaN / AlyGa1-yN multiple quantum well active layer 14
Is composed of a GaN well layer 21 having a well width of 60Å and an AlyGa1-yN barrier layer 22 having a well width of 50Å.
【0042】この増幅素子は、図7(c)に示すよう
に、入力光を増幅する素子であるが、その特徴は、入力
光の偏光方向に依存することなく、入力光を増幅できる
ものである。入力光にTE,TMモードの光が混在して
いても、一方のモードだけを増幅するといったものでは
なく、両方のモードの光を増幅できるのである。よって
(c)示すようなTE,TMモードが混在する矩形波
が、この素子に入射しても強度だけを増幅する出力が得
られる。途中で矩形波が、なくなってしまうような出力
にはならない。As shown in FIG. 7 (c), this amplifying element is an element that amplifies the input light, but its characteristic is that it can amplify the input light without depending on the polarization direction of the input light. is there. Even if the TE and TM mode lights are mixed in the input light, it is possible to amplify the light in both modes instead of amplifying only one mode. Therefore, even if a rectangular wave in which TE and TM modes are mixed as shown in (c) is incident on this element, an output that amplifies only the intensity is obtained. The output does not become such that the rectangular wave disappears on the way.
【0043】図8に60ÅのGaN井戸層21単独の注入キャ
リア(入力光のエネルギ)に対する利得スペクトルを示
す。ここでは電流の注入量をパラメータにしている。TM
モードのほうが利得ピークは高エネルギー側にずれてい
るが、TE、TM両モードとも比較的近い最大利得を持って
いることがわかる。FIG. 8 shows a gain spectrum for the injected carriers (energy of input light) of the 60 Å GaN well layer 21 alone. Here, the current injection amount is used as a parameter. TM
Although the gain peak of the mode is shifted to the high energy side, it can be seen that both TE and TM modes have relatively close maximum gains.
【0044】実施例1で示したように、6方晶GaNは井戸
幅によってTE、TM切り替えが可能であるが、その中間的
なTE、TM両モードの利得が比較的近い領域が存在してい
ることもわかる。この性質を利用して例えば入力光のエ
ネルギーを3.57eVに選ぶと、図9に示すようにTE、TM両
モードの利得がほとんど一致する。この図9は図8にお
いて、エネルギーが3.57eVののところで線を引く
と、TEモード注入キャリア密度に対してゲインがだん
だん大きくなっていることを示す。またTMモードの場
合も、3.57eVのところで線を引くと、注入キャリア密度
(carrier density)が大きくなるにしたがってゲイン
が大きくなっていることを示す。この両図とも注入キャ
リア密度に対してのゲインの値が類似しており、これを
利用すれば、TE,TMの両モードの増幅がはかれる増
幅素子が実現できるのである。As shown in Example 1, in hexagonal GaN, it is possible to switch between TE and TM depending on the well width, but there is an intermediate region where the gains of both TE and TM modes are relatively close. You can see that If the energy of input light is selected to be 3.57 eV using this property, the gains of both TE and TM modes are almost the same, as shown in FIG. This FIG. 9 shows that when a line is drawn at the energy of 3.57 eV in FIG. 8, the gain gradually increases with respect to the TE mode injected carrier density. Also in the TM mode, if a line is drawn at 3.57 eV, it is shown that the gain increases as the injected carrier density increases. In both of these figures, the value of gain with respect to the injected carrier density is similar, and by utilizing this, it is possible to realize an amplification element capable of amplifying both TE and TM modes.
【0045】このように、単一のエネルギーに対して偏
光に依存しない利得が高効率な量子井戸構造で得られる
のも6方晶材料独自の特徴である。このような性質を持
つ量子井戸を含む図7の光増素子に図10のように電流
によってキャリアを注入し、同時に3.57eVの紫外光を入
射すると、素子中に発生する光学利得によって、偏光に
依存しない光増幅器が得られる。As described above, the unique characteristic of the hexagonal material is that a gain independent of polarization with respect to a single energy can be obtained in a highly efficient quantum well structure. When carriers are injected by a current as shown in FIG. 10 into the photomultiplier of FIG. 7 including the quantum well having such a property, and at the same time ultraviolet light of 3.57 eV is incident, polarization is caused by the optical gain generated in the element. An independent optical amplifier is obtained.
【0046】なお、偏光に依存しない範囲は、この実施
例の場合±0.03eVとあまり広くないが、TEモードとTMモ
ードの最大利得が比較的近い、井戸幅50から90Åの範囲
で変化させれば偏光に依存しないで光増幅できるエネル
ギー範囲をもっと拡大できる。膜厚の制御だけで増幅す
るエネルギーを設定でき、偏光特性のない高利得な光増
幅器が単純な構造で実現できる。つまり、井戸層の幅が
50〜90Aの領域では入力光のエネルギを適当に選べ
ばTETMの両方のモードのゲイン近くなるところがあ
る。ただし、井戸層の幅がこの領域を越えてしまえば、
どの入力光のエネルギを選んでも、TE,TMのいずれ
かのモードしかゲインが得られない。これでは偏光方向
依存性がある光増幅素子になってしまうので、本実施例
のような偏光方向依存性をもたない増幅素子にはならな
い。The polarization-independent range is not so wide as ± 0.03 eV in this embodiment, but it can be changed in the well width range of 50 to 90 Å where the maximum gains of the TE mode and the TM mode are relatively close. For example, the energy range that can be optically amplified without depending on the polarization can be further expanded. Energy to be amplified can be set only by controlling the film thickness, and a high-gain optical amplifier without polarization characteristics can be realized with a simple structure. That is, in the region where the width of the well layer is 50 to 90 A, there is a place where the gain of both modes of TETM becomes close to each other if the energy of the input light is appropriately selected. However, if the width of the well layer exceeds this region,
No matter which input light energy is selected, gain can be obtained only in either TE or TM mode. Since this results in an optical amplification element having polarization direction dependency, the amplification element does not have the polarization direction dependency as in the present embodiment.
【0047】(実施例3)図11は第3の実施例を示す
6方晶GaN/AlGaN量子井戸光フィルターの素子構造図で
ある。結晶成長により(0001)サファイア基板1上にn-Alx
Ga1-xNクラッド層2、AlyGa1-yN 第1光ガイド層3、GaN/
AlyGa1-yN多重量子井戸活性層4'、AlyGa1-yN 第2光ガ
イド層5、p-AlxGa1-xNクラッド層6を連続的に形成す
る。その後エッチングによりリッジストライプ7を形成
し、SiO2絶縁膜8を堆積した後アノード電極9およびカソ
ード電極10を形成する。GaN/AlyGa1-yN多重量子井戸活
性層4'は井戸幅が50ÅのGaN井戸層21'および50ÅのAlyG
a1-yNバリア層22により構成されている。(Embodiment 3) FIG. 11 is a device structure diagram of a hexagonal GaN / AlGaN quantum well optical filter showing a third embodiment. N-Alx on (0001) sapphire substrate 1 by crystal growth
Ga1-xN clad layer 2, AlyGa1-yN first optical guide layer 3, GaN /
The AlyGa1-yN multiple quantum well active layer 4 ', the AlyGa1-yN second optical guide layer 5, and the p-AlxGa1-xN cladding layer 6 are successively formed. After that, a ridge stripe 7 is formed by etching, an SiO 2 insulating film 8 is deposited, and then an anode electrode 9 and a cathode electrode 10 are formed. The GaN / AlyGa1-yN multiple quantum well active layer 4'is composed of a GaN well layer 21 'with a well width of 50 Å and an AlyG with a 50 Å well.
It is composed of an a1-yN barrier layer 22.
【0048】この偏光フィルターの特徴は、図11
(c)に示すように、このフィルターにTE,TMの両
方のモードの光が入力された時に、片方のモードの光だ
けが他方よりも、より大きく増幅されるものである。つ
まり増幅の相対比がより大きくとれるものである。また
片方のモードの光の強度だけをより小さくなるよう相対
比を選択できるという機能も実現できる。The characteristics of this polarizing filter are shown in FIG.
As shown in (c), when light of both TE and TM modes is input to this filter, only light of one mode is amplified more than the other. In other words, the relative amplification ratio can be increased. It is also possible to realize the function of selecting the relative ratio so that only the intensity of light in one mode becomes smaller.
【0049】図12に50ÅのGaN井戸層21'単独の注入キ
ャリア(入力光のエネルギ)に対する利得スペクトルを
示す。ここで注入電流密度をパラメータとしている。FIG. 12 shows the gain spectrum for the injected carriers (energy of input light) of the 50 Å GaN well layer 21 'alone. Here, the injection current density is used as a parameter.
【0050】TMモードのほうが利得ピークは高エネルギ
ー側にずれているが、TE、TM両モードとも比較的近い最
大利得を持っていることがわかる。6方晶GaNは井戸幅
によってTE、TM切り替えが可能であるが、その中間的な
TE、TM両モードの利得が比較的近い領域が存在してい
る。この性質を利用して例えば光の入力エネルギーを3.
55eVに選び、注入電流密度に対しゲインをプロットする
と、図13に示すように3×1019cm-3以下の低注入キャ
リアでは、TE、TM両モードとも負の利得、すなわち吸収
されるがTMモードの吸収は小さくTEモードが選択的に吸
収される。Although the gain peak in the TM mode is shifted to the high energy side, it can be seen that both the TE and TM modes have relatively close maximum gains. In hexagonal GaN, TE and TM can be switched depending on the well width.
There is a region where the gains of both TE and TM modes are relatively close. Utilizing this property, for example, input energy of light is 3.
When 55eV is selected and the gain is plotted against the injection current density, as shown in Fig. 13, in the low injection carrier of 3 × 10 19 cm -3 or less, both TE and TM modes have negative gain, that is, TM is absorbed. Mode absorption is small and TE mode is selectively absorbed.
【0051】また、3×1019cm-3以上の高注入キャリア
の領域ではTE、TM両モードとも正の利得となり今度は増
幅されるようになるが、この場合TEモードの利得が大き
くTMモードはあまり増幅されなくなる。In the high injection carrier region of 3 × 10 19 cm -3 or more, both TE and TM modes have positive gains and are amplified this time. In this case, the TE mode gain is large and the TM mode is large. Becomes less amplified.
【0052】つまり、キャリアの注入量によって偏光を
選択できるわけである。このような性質を持つ量子井戸
を含む図11の光増素子に、実施例2で説明した図10
と同様の構成で電流によってキャリアを注入し、同時に
3.55eVの紫外光を入射すると、流す電流の量によって偏
光を制御できる。That is, the polarization can be selected depending on the injection amount of carriers. The photomultiplier shown in FIG. 11 including the quantum well having such a property is added to the photomultiplier shown in FIG.
In the same configuration as above, carriers are injected by current and at the same time
When 3.55eV UV light is incident, the polarization can be controlled by the amount of current flowing.
【0053】井戸内のキャリア密度が3×1019cm-3以下
となるように電流を流しているときはTMモードが選択さ
れ、TEモードは大きく減衰する。また、井戸内のキャリ
ア密度が3×1019cm-3以上となるように電流を流してい
るときはTEモードのみ増幅され、TMモードの強度が相対
的に弱くなる。When the current is flowing so that the carrier density in the well is 3 × 10 19 cm −3 or less, the TM mode is selected and the TE mode is greatly attenuated. Further, when a current is applied so that the carrier density in the well becomes 3 × 10 19 cm −3 or more, only the TE mode is amplified and the TM mode intensity becomes relatively weak.
【0054】以上説明したように、この実施例では、素
子中に発生する光学利得によって、一方のモードを選択
的に増幅(または減少)し、増幅したモードと増幅しな
いモードとの相対比を大きい偏光フィルタが得られる。As described above, in this embodiment, one mode is selectively amplified (or reduced) by the optical gain generated in the element, and the relative ratio between the amplified mode and the non-amplified mode is large. A polarizing filter is obtained.
【0055】なお、偏光の選択が可能なエネルギー範囲
は、TEモードとTMモードの最大利得が比較的はなれた、
井戸幅50から80Åの範囲で変化させれば強度の相対比が
得られる。膜厚の制御だけで偏光を選択的に増幅または
減少させ、単純な構造の偏光フィルターが実現できる。In the energy range in which the polarization can be selected, the maximum gains of the TE mode and the TM mode are relatively different,
If the well width is changed in the range of 50 to 80Å, the relative ratio of strength can be obtained. A polarization filter having a simple structure can be realized by selectively amplifying or reducing the polarization only by controlling the film thickness.
【0056】[0056]
【発明の効果】本発明により、簡単な構成で、青色から
紫外光にかけての高性能半導体光素子が実現できる。具
体的には、 (1)活性層とキャリア閉じ込め層とのバンドギャップ
差ΔEc+ΔEvが0.4eVより大きいかどうかで井戸幅を使い
分けることにより、低しきい値電流の6方晶量子井戸レ
ーザを実現できる。 (2)単一のエネルギーに対して偏光に依存しない利得
が高効率な量子井戸構造で得られるのも6方晶材料独自
の特徴を利用することにより、素子中に発生する光学利
得によって、偏光に依存しない光増幅器が得られる。 (3)素子中に発生する光学利得によって、一方のモー
ドを選択的に増幅(または減少)し、増幅(減少)した
モードと増幅(減少)しないモードとの相対比を大きい
偏光フィルタが得られる。According to the present invention, a high performance semiconductor optical device for blue to ultraviolet light can be realized with a simple structure. Specifically, (1) a low-threshold current hexagonal quantum well laser is obtained by selectively using the well width depending on whether the band gap difference ΔEc + ΔEv between the active layer and the carrier confinement layer is larger than 0.4 eV. realizable. (2) A gain independent of polarization with respect to a single energy can be obtained with a highly efficient quantum well structure. By utilizing the unique feature of the hexagonal material, the polarization can be changed by the optical gain generated in the device. An optical amplifier that does not depend on (3) One of the modes is selectively amplified (or reduced) by the optical gain generated in the element, and a polarizing filter having a large relative ratio between the amplified (decreased) mode and the non-amplified (decreased) mode can be obtained. .
【図1】第1の実施例を示す6方晶GaN/AlGaN量子井戸
半導体レーザの素子断面図FIG. 1 is a device sectional view of a hexagonal GaN / AlGaN quantum well semiconductor laser showing a first embodiment.
【図2】バルクGaNおよび量子井戸であるGaN量子井戸層
4の価電子帯のバンド構造図FIG. 2 Bulk GaN and GaN quantum well layers that are quantum wells
Band structure diagram of valence band of 4
【図3】6方晶GaN/AlGaN量子井戸の最大利得の井戸幅
で規格化した電流密度依存性図FIG. 3 Current density dependence diagram of maximum gain of hexagonal GaN / AlGaN quantum wells normalized by well width
【図4】キャリア注入時のGaN/AlGaN量子井戸半導体レ
ーザのバンドダイアグラムFIG. 4 Band diagram of GaN / AlGaN quantum well semiconductor laser during carrier injection
【図5】第2の発明による多重量子井戸を用いたレーザ
の素子断面図FIG. 5 is a sectional view of an element of a laser using a multiple quantum well according to the second invention.
【図6】6方晶GaN/AlGaN量子井戸の最大利得に対して
増加する電子およびホールの擬フェルミレベルの関係図FIG. 6 is a relational diagram of increasing electron and hole quasi-Fermi levels with respect to maximum gain of hexagonal GaN / AlGaN quantum wells.
【図7】第2の実施例を示す6方晶GaN/AlGaN量子井戸
光増幅素子の素子構造図FIG. 7 is a device structure diagram of a hexagonal GaN / AlGaN quantum well optical amplifier device showing a second embodiment.
【図8】GaN井戸層21の注入キャリアに対する利得スペ
クトル図FIG. 8 is a gain spectrum diagram of GaN well layer 21 with respect to injected carriers.
【図9】6方晶GaN/AlGaN量子井戸光増幅素子のTE、TM
両モードの注入キャリア密度に対する光学利得特性図FIG. 9: TE and TM of hexagonal GaN / AlGaN quantum well optical amplifier
Optical gain characteristic diagram for injected carrier density in both modes
【図10】6方晶GaN/AlGaN量子井戸光増幅装置の構成
を示す図FIG. 10 is a diagram showing the configuration of a hexagonal GaN / AlGaN quantum well optical amplifier.
【図11】第3の実施例を示す6方晶GaN/AlGaN量子井戸
光フィルターの素子構造図FIG. 11 is a device structure diagram of a hexagonal GaN / AlGaN quantum well optical filter showing a third embodiment.
【図12】50≠フGaN井戸層21'の注入キャリアに対する
利得スペクトル特性図FIG. 12 is a gain spectrum characteristic diagram of 50 ≠ f GaN well layer 21 ′ with respect to injected carriers.
【図13】6方晶GaN/AlGaN量子井戸光フィルターのT
E、TM両モードの注入キャリア密度に対する光学利得特
性図FIG. 13: T of hexagonal GaN / AlGaN quantum well optical filter
Optical gain characteristic diagram for injected carrier density in both E and TM modes
1 (0001)サファイア基板 2 n-AlxGa1-xNクラッド層 3 AlyGa1-yN第1光ガイド層 4 GaN量子井戸層 4’ GaN/AlyGa1-yN量子井戸層 5 AlyGa1-yN第2光ガイド層層 6 p-AlxGa1-xNクラッド層 7 リッジストライプ 8 SiO2絶縁膜 9 アノード電極 10 カソード電極 11 伝導帯 12 価電子帯 21 GaN量子井戸層 21’ GaN量子井戸層 22 AlyGa1-yNバリア層 22’ AlyGa1-yNバリア層 23 電流 24 入射光 25 出力光 101 伝導帯バンドオフセット 102 価電子帯バンドオフセット 103 伝導帯擬フェルミレベル 104 価電子帯擬フェルミレベル 105 価電子帯フェルミレベル 106 バリア高さ 1 (0001) Sapphire substrate 2 n-AlxGa1-xN clad layer 3 AlyGa1-yN first optical guide layer 4 GaN quantum well layer 4 ′ GaN / AlyGa1-yN quantum well layer 5 AlyGa1-yN second optical guide layer 6 p -AlxGa1-xN cladding layer 7 Ridge stripe 8 SiO2 insulating film 9 Anode electrode 10 Cathode electrode 11 Conduction band 12 Valence band 21 GaN quantum well layer 21 ′ GaN quantum well layer 22 AlyGa1-yN barrier layer 22 ′ AlyGa1-yN barrier layer 23 current 24 incident light 25 output light 101 conduction band offset 102 valence band band offset 103 conduction band pseudo-Fermi level 104 valence band pseudo-Fermi level 105 valence band Fermi level 106 barrier height
───────────────────────────────────────────────────── フロントページの続き (72)発明者 鈴木 政勝 大阪府門真市大字門真1006番地 松下電器 産業株式会社内 ─────────────────────────────────────────────────── ─── Continuation of the front page (72) Inventor Masakatsu Suzuki 1006 Kadoma, Kadoma City, Osaka Prefecture Matsushita Electric Industrial Co., Ltd.
Claims (5)
からなるダブルへテロ構造を有し、 前記活性層とキャリア閉じこめ層とのバンドギャップ差
が0.4eV以下であり、 前記活性層は、井戸幅が50Å以下の量子井戸を有するこ
とを特徴とする半導体レーザ。1. A double hetero structure in which at least an active layer is made of a hexagonal compound semiconductor, a band gap difference between the active layer and a carrier confinement layer is 0.4 eV or less, and the active layer is a well. A semiconductor laser having a quantum well with a width of 50 Å or less.
からなるダブルへテロ構造を有し、 前記活性層とキャリア閉じこめ層とのバンドギャップ差
が0.4eV以上であり、 前記活性層は、井戸幅が60Å以上の量子井戸を有するこ
とを特徴とする半導体レーザ。2. At least the active layer has a double hetero structure made of a hexagonal compound semiconductor, the band gap difference between the active layer and the carrier confinement layer is 0.4 eV or more, the active layer is a well A semiconductor laser having a quantum well with a width of 60 Å or more.
からなるダブルへテロ構造を有し、 前記活性層が幅50〜80Åの量子井戸を有し、 前記活性層に入射する入射光が、TE,TMの両モード
の利得をもつことを特徴とする光増幅素子。3. At least the active layer has a double hetero structure composed of a hexagonal compound semiconductor, the active layer has a quantum well width of 50 ~ 80Å, the incident light incident on the active layer, An optical amplifying device characterized by having gains in both TE and TM modes.
からなるダブルへテロ構造を有し、 前記活性層が幅50〜80Åの量子井戸を有し、 前記活性層に入射する入射光が、TE,TMモードの利
得差が大きいことを特徴とする偏光フィルター。4. At least the active layer has a double hetero structure made of a hexagonal compound semiconductor, the active layer has a quantum well with a width of 50 to 80 Å, the incident light incident on the active layer, A polarizing filter characterized by a large gain difference between TE and TM modes.
を用いた請求項1〜4のいずれかに記載の素子。5. The device according to claim 1, wherein a hexagonal AlGaInN-based crystal is used for layers other than the active layer.
Priority Applications (1)
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JP19046694A JP3206316B2 (en) | 1994-08-12 | 1994-08-12 | Semiconductor laser |
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