JP2950853B2 - 半導体光素子 - Google Patents
半導体光素子Info
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- JP2950853B2 JP2950853B2 JP17546689A JP17546689A JP2950853B2 JP 2950853 B2 JP2950853 B2 JP 2950853B2 JP 17546689 A JP17546689 A JP 17546689A JP 17546689 A JP17546689 A JP 17546689A JP 2950853 B2 JP2950853 B2 JP 2950853B2
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- superlattice structure
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- B—PERFORMING OPERATIONS; TRANSPORTING
- B82—NANOTECHNOLOGY
- B82Y—SPECIFIC USES OR APPLICATIONS OF NANOSTRUCTURES; MEASUREMENT OR ANALYSIS OF NANOSTRUCTURES; MANUFACTURE OR TREATMENT OF NANOSTRUCTURES
- B82Y20/00—Nanooptics, e.g. quantum optics or photonic crystals
-
- H—ELECTRICITY
- H01—ELECTRIC ELEMENTS
- H01S—DEVICES USING THE PROCESS OF LIGHT AMPLIFICATION BY STIMULATED EMISSION OF RADIATION [LASER] TO AMPLIFY OR GENERATE LIGHT; DEVICES USING STIMULATED EMISSION OF ELECTROMAGNETIC RADIATION IN WAVE RANGES OTHER THAN OPTICAL
- H01S5/00—Semiconductor lasers
- H01S5/30—Structure or shape of the active region; Materials used for the active region
- H01S5/34—Structure or shape of the active region; Materials used for the active region comprising quantum well or superlattice structures, e.g. single quantum well [SQW] lasers, multiple quantum well [MQW] lasers or graded index separate confinement heterostructure [GRINSCH] lasers
- H01S5/3407—Structure or shape of the active region; Materials used for the active region comprising quantum well or superlattice structures, e.g. single quantum well [SQW] lasers, multiple quantum well [MQW] lasers or graded index separate confinement heterostructure [GRINSCH] lasers characterised by special barrier layers
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Description
本発明は半導体光素子に係り、特に光ファイバ通信，
光情報処理，光計測に用いて好適な半導体光素子に関す
る。
光情報処理，光計測に用いて好適な半導体光素子に関す
る。
量子井戸型（QW）半導体レーザは、その量子サイズ効
果を反映して、緩和振動周波数の増大、スペクトル線幅
が低減するので、次世代光通信用半導体レーザとして期
待されている。従来の光通信用InGaAsP系QWレーザの量
子井戸層とバリア層のバンド端不連続エネルギーの値は
価電子帯側の方が伝導帯側よりも大きいものである。つ
まり、InGaAs（Ｐ）を量子井戸層に、かつInPあるいはI
nGaAsPをバリア層として用いるQW構造では、伝導帯側の
井戸の深さΔEcが価電子帯側の井戸の深さをΔEvより小
さい（すなわちΔEc＜ΔEv）。従って、電子の感じる井
戸の深さが正孔の感じる井戸の深さより浅い。この比
率、すなわちバンド端不連続エネルギーの値、特に伝導
帯不連続の値、つまり ΔEc/（ΔEc＋ΔEv）はこの系では約0.3〜0.4である。
一例としてアプライド．フィジクス，レターズ 51,P.2
4（1987年）（Appl.Phys.Lett.,51,P.24（1987））を掲
げる。この従来例では0.38となっている。 なお、量子井戸型半導体レーザに関連する技術は、特
開昭59−104189号公報、特開昭62−54988号公報、特開
昭62−190885号公報、特開昭62−190886号公報、特開昭
63−153887号公報、特開昭63−236387号公報、及び特開
昭64−86584号公報にも記載されている。
果を反映して、緩和振動周波数の増大、スペクトル線幅
が低減するので、次世代光通信用半導体レーザとして期
待されている。従来の光通信用InGaAsP系QWレーザの量
子井戸層とバリア層のバンド端不連続エネルギーの値は
価電子帯側の方が伝導帯側よりも大きいものである。つ
まり、InGaAs（Ｐ）を量子井戸層に、かつInPあるいはI
nGaAsPをバリア層として用いるQW構造では、伝導帯側の
井戸の深さΔEcが価電子帯側の井戸の深さをΔEvより小
さい（すなわちΔEc＜ΔEv）。従って、電子の感じる井
戸の深さが正孔の感じる井戸の深さより浅い。この比
率、すなわちバンド端不連続エネルギーの値、特に伝導
帯不連続の値、つまり ΔEc/（ΔEc＋ΔEv）はこの系では約0.3〜0.4である。
一例としてアプライド．フィジクス，レターズ 51,P.2
4（1987年）（Appl.Phys.Lett.,51,P.24（1987））を掲
げる。この従来例では0.38となっている。 なお、量子井戸型半導体レーザに関連する技術は、特
開昭59−104189号公報、特開昭62−54988号公報、特開
昭62−190885号公報、特開昭62−190886号公報、特開昭
63−153887号公報、特開昭63−236387号公報、及び特開
昭64−86584号公報にも記載されている。
上記従来技術の如くΔEv＞ΔEcなる関係のQW構造で
は、正孔が各井戸層へ注入されにくいという問題があ
る。 これを第３図のバンドダイアグラムを用いて説明す
る。（ａ）（ｂ）共、この例では量子井戸層としてInGa
Asを用いた場合では、バリア層として（ａ）はInP、
（ｂ）はInGaAsPを用いたものを示してある。まず、
（ａ）では、量子井戸層とバリア層の禁制帯幅の差は大
きく（約610meV）、ΔEcは約232meV、ΔEvは378meVとな
る。この場合、電子、及び正孔は充分量子化されるが、
有効質量の大きい正孔側の井戸の深さ、すなわちΔEvは
大き過ぎて、正孔は１番目の井戸層には注入されるが２
番目,3番目の井戸層には注入されにくくなる。これは価
電子帯側の井戸の深さΔEvが大き過ぎるため正孔がこれ
を乗り越えられないためである。これは、ひいてはしき
い電流かつ大幅に増大することになる。そこで、従来は
バリア層をInGaAsPにしてΔEvを下げることが行なわれ
てきた（同図（ｂ））。こうすると（ｂ）に示したよう
に正孔は各井戸に注入されるようになるが、一方伝導帯
側の井戸の深さΔEcも共に小さくなる。こうなると、有
効質量の軽い電子の分布は井戸層のエネルキーを越えて
しまうものがあり、同図（ｂ）の斜線の如く、井戸層に
閉じ込められない電子が存在する。これにより、電子の
量子化の度合は低減され、量子井戸の量子サイズ効果が
充分引き出されなくなる。この場合、しきい電流は下が
るが、量子サイズ効果は低減されてしまう。 以上のように従来のInGaAs/InP,InGaAs/InGaAsP量子
井戸系では、量子サイズ効果の度合と正孔の各井戸への
注入の容易差にはトレードオフの関係が存在する。これ
は、本質的に有効質量の重い正孔側の井戸の深さΔEvが
ΔEcよりも大きいためである。一方、GaAlAs/GaAs系で
はΔEcはΔEvより大きく（ΔEc/（ΔEc＋ΔEv）0.
7）、このようなトレードオフはない。つまり、量子サ
イズ効果を充分に引き出して、かつキャリア（電子，正
孔）の各井戸層への注入を容易にするためには、有効質
量の軽い電子側のΔEcが有効質量の重い正孔側のΔEvよ
りも大きくすることが理想的となる。 本発明の目的は、InGaAs（Ｐ）系等の量子井戸構造に
おいてΔEc/ΔEvなる関係を人為的に作り出すことにあ
る。
は、正孔が各井戸層へ注入されにくいという問題があ
る。 これを第３図のバンドダイアグラムを用いて説明す
る。（ａ）（ｂ）共、この例では量子井戸層としてInGa
Asを用いた場合では、バリア層として（ａ）はInP、
（ｂ）はInGaAsPを用いたものを示してある。まず、
（ａ）では、量子井戸層とバリア層の禁制帯幅の差は大
きく（約610meV）、ΔEcは約232meV、ΔEvは378meVとな
る。この場合、電子、及び正孔は充分量子化されるが、
有効質量の大きい正孔側の井戸の深さ、すなわちΔEvは
大き過ぎて、正孔は１番目の井戸層には注入されるが２
番目,3番目の井戸層には注入されにくくなる。これは価
電子帯側の井戸の深さΔEvが大き過ぎるため正孔がこれ
を乗り越えられないためである。これは、ひいてはしき
い電流かつ大幅に増大することになる。そこで、従来は
バリア層をInGaAsPにしてΔEvを下げることが行なわれ
てきた（同図（ｂ））。こうすると（ｂ）に示したよう
に正孔は各井戸に注入されるようになるが、一方伝導帯
側の井戸の深さΔEcも共に小さくなる。こうなると、有
効質量の軽い電子の分布は井戸層のエネルキーを越えて
しまうものがあり、同図（ｂ）の斜線の如く、井戸層に
閉じ込められない電子が存在する。これにより、電子の
量子化の度合は低減され、量子井戸の量子サイズ効果が
充分引き出されなくなる。この場合、しきい電流は下が
るが、量子サイズ効果は低減されてしまう。 以上のように従来のInGaAs/InP,InGaAs/InGaAsP量子
井戸系では、量子サイズ効果の度合と正孔の各井戸への
注入の容易差にはトレードオフの関係が存在する。これ
は、本質的に有効質量の重い正孔側の井戸の深さΔEvが
ΔEcよりも大きいためである。一方、GaAlAs/GaAs系で
はΔEcはΔEvより大きく（ΔEc/（ΔEc＋ΔEv）0.
7）、このようなトレードオフはない。つまり、量子サ
イズ効果を充分に引き出して、かつキャリア（電子，正
孔）の各井戸層への注入を容易にするためには、有効質
量の軽い電子側のΔEcが有効質量の重い正孔側のΔEvよ
りも大きくすることが理想的となる。 本発明の目的は、InGaAs（Ｐ）系等の量子井戸構造に
おいてΔEc/ΔEvなる関係を人為的に作り出すことにあ
る。
元々ΔEc＜ΔEvなる材料系において人為的にΔEc＞Δ
Evなる関係を作り出るために、本発明では、バリア層自
体を超格子構造で形成するものを開示する。これを超格
子型量子障壁と名づける。超格子構造とは、禁制帯幅の
異なる２種の半導体を周期的に積層したものである。各
々の膜厚は約30Å以下である。この薄い膜厚を反映し
て、電子、及び正孔の波動関数はトンネル現象により、
各禁制帯幅の小さい半導体間で結合している。この構造
は多重量子井戸構造によく似ているが、各層の膜厚が薄
く、トンネル効果が生じているのが特徴である。これを
第１のバンドダイアグラム図を用いて説明する。一例と
して量子井戸層をInGaAsとし、本発明のポイントである
超格子型量子障壁はInGaAs井戸層とInP障壁層との周期
構造となっている。これらのサイズの典型的な値として
は電子，正孔が局在化するInGaAs量子井戸の膜厚は量子
サイズ効果が充分に現われる５〜15nm程度である。ま
た、超格子型量子障壁を形成するInGaAs井戸層の膜厚は
約0.6〜3nm、InP障壁層の膜厚は約0.6〜3nmで、これら
の繰り返し周期は２〜10周期程度が本発明の特徴が特に
顕著に現われる範囲である。さらにこのバリア層全体若
しくはバリア層を形成する超格子型量子障壁層に高濃度
のＰ型不純物ドーピングを行うと変調ドープ効果による
特性の向上と相剰され、特に好ましい。
Evなる関係を作り出るために、本発明では、バリア層自
体を超格子構造で形成するものを開示する。これを超格
子型量子障壁と名づける。超格子構造とは、禁制帯幅の
異なる２種の半導体を周期的に積層したものである。各
々の膜厚は約30Å以下である。この薄い膜厚を反映し
て、電子、及び正孔の波動関数はトンネル現象により、
各禁制帯幅の小さい半導体間で結合している。この構造
は多重量子井戸構造によく似ているが、各層の膜厚が薄
く、トンネル効果が生じているのが特徴である。これを
第１のバンドダイアグラム図を用いて説明する。一例と
して量子井戸層をInGaAsとし、本発明のポイントである
超格子型量子障壁はInGaAs井戸層とInP障壁層との周期
構造となっている。これらのサイズの典型的な値として
は電子，正孔が局在化するInGaAs量子井戸の膜厚は量子
サイズ効果が充分に現われる５〜15nm程度である。ま
た、超格子型量子障壁を形成するInGaAs井戸層の膜厚は
約0.6〜3nm、InP障壁層の膜厚は約0.6〜3nmで、これら
の繰り返し周期は２〜10周期程度が本発明の特徴が特に
顕著に現われる範囲である。さらにこのバリア層全体若
しくはバリア層を形成する超格子型量子障壁層に高濃度
のＰ型不純物ドーピングを行うと変調ドープ効果による
特性の向上と相剰され、特に好ましい。
以下、本発明によるΔEc,ΔEvの制御メカニズムにつ
いて第１図及び第２図を用いて説明する。超格子構造内
では、第１図に示した如く、電子及び正孔に関して、ミ
ニバンドが形成される。このミニバンドとは超格子構造
内の量子準位である。すなわち、超格子構造内に形成さ
れるエネルギ帯である。この超格子障壁内のミニバンド
のエネルギーが量子井戸層に対する井戸の深さ、つまり
ΔEc,ΔEvとなる。このミニバンドは、超格子内の各井
戸間の波動関数の結合度合いにより生じるものであり、
超格子内の量子化準位に相当するものである。さて、こ
の量子化準位エネルギーΔＥは近似的に で表わすことができる。ここでｍは有効質量、Ｌは超格
子内の井戸幅である。つまりミニバンドエネルギーΔＥ
は有効質量に反比例するのである。InGaAs（Ｐ）系では
電子の有効質量は正孔の有効質量の約1/10である。従っ
て伝導帯側の電子のミニバンドΔEe、すなわちΔEcは、
価電子帯側の正孔のミニバンドΔEh、すなわちΔEvより
約10倍大きくなる。このようにΔEvがΔEcより大きい系
にけおいても超格子型量子障壁を用いることにより、Δ
Ec＞ΔEvなる関係を作れるのである。これは結局電子の
方が正孔より有効質量が軽く、量子化されやすいことに
起因している。以上は定性的に説明したが、実際に厳密
に計算した結果を第２図に示す。この計算では超格子の
ミニバンド計算においてごく一般的に使われるクローニ
ッヒ・ペニーモデルを用いた。ここでは超格子内の井戸
をInGaAs、バリアをInPとし、図の横軸はその井戸厚
さ、パラメータはそのバリア厚さである。横軸が０の時
はいわゆる材料のΔEc,ΔEvを表わし、 （ΔEc/（ΔEc＋ΔEv）が0.38になっていることがわか
る。この超格子障壁のΔEc,ΔEvの典型的な値を示して
おくと図中のタイプＩ（井戸:2nm,バリア:3nm）では （ΔEc/（ΔEc＋ΔEv）は0.63、タイプII（井戸，バリ
ア共1nm）では0.59、タイプIII（井戸:2.5nm,バリア:1n
m）では、0.69とΔEcの方が充分大きくなっていること
がわかる。添付の第２図から超格子型量子障壁を形成す
る量子井戸の厚さは、前述したように0.6nm以上で本発
明の特徴が顕著に現れてくるが、1nm以上がわけても好
ましいことが理解される。また、Ｃ−Ｖ法でこれらのタ
イプのΔEcを測定したところ、この計算結果とほぼ同様
の値となった。このように、ΔEc＞ΔEvなる関係をInGa
As（Ｐ）系において初めて実現できた。これにより、量
子サイズ効果を十分保ったままで、かつ、正孔の注入も
容易になった。これらを考慮した緩和振動周波数frのIn
GaAs量子井戸幅依存性の計算値を第６図に示す。 縦軸は、DH（ダブルヘテロ）レーザのfrで規格化した
値である。このように本発明によりInGaAs（Ｐ）系QWレ
ーザにおいて２倍以上のfrが期待できる。
いて第１図及び第２図を用いて説明する。超格子構造内
では、第１図に示した如く、電子及び正孔に関して、ミ
ニバンドが形成される。このミニバンドとは超格子構造
内の量子準位である。すなわち、超格子構造内に形成さ
れるエネルギ帯である。この超格子障壁内のミニバンド
のエネルギーが量子井戸層に対する井戸の深さ、つまり
ΔEc,ΔEvとなる。このミニバンドは、超格子内の各井
戸間の波動関数の結合度合いにより生じるものであり、
超格子内の量子化準位に相当するものである。さて、こ
の量子化準位エネルギーΔＥは近似的に で表わすことができる。ここでｍは有効質量、Ｌは超格
子内の井戸幅である。つまりミニバンドエネルギーΔＥ
は有効質量に反比例するのである。InGaAs（Ｐ）系では
電子の有効質量は正孔の有効質量の約1/10である。従っ
て伝導帯側の電子のミニバンドΔEe、すなわちΔEcは、
価電子帯側の正孔のミニバンドΔEh、すなわちΔEvより
約10倍大きくなる。このようにΔEvがΔEcより大きい系
にけおいても超格子型量子障壁を用いることにより、Δ
Ec＞ΔEvなる関係を作れるのである。これは結局電子の
方が正孔より有効質量が軽く、量子化されやすいことに
起因している。以上は定性的に説明したが、実際に厳密
に計算した結果を第２図に示す。この計算では超格子の
ミニバンド計算においてごく一般的に使われるクローニ
ッヒ・ペニーモデルを用いた。ここでは超格子内の井戸
をInGaAs、バリアをInPとし、図の横軸はその井戸厚
さ、パラメータはそのバリア厚さである。横軸が０の時
はいわゆる材料のΔEc,ΔEvを表わし、 （ΔEc/（ΔEc＋ΔEv）が0.38になっていることがわか
る。この超格子障壁のΔEc,ΔEvの典型的な値を示して
おくと図中のタイプＩ（井戸:2nm,バリア:3nm）では （ΔEc/（ΔEc＋ΔEv）は0.63、タイプII（井戸，バリ
ア共1nm）では0.59、タイプIII（井戸:2.5nm,バリア:1n
m）では、0.69とΔEcの方が充分大きくなっていること
がわかる。添付の第２図から超格子型量子障壁を形成す
る量子井戸の厚さは、前述したように0.6nm以上で本発
明の特徴が顕著に現れてくるが、1nm以上がわけても好
ましいことが理解される。また、Ｃ−Ｖ法でこれらのタ
イプのΔEcを測定したところ、この計算結果とほぼ同様
の値となった。このように、ΔEc＞ΔEvなる関係をInGa
As（Ｐ）系において初めて実現できた。これにより、量
子サイズ効果を十分保ったままで、かつ、正孔の注入も
容易になった。これらを考慮した緩和振動周波数frのIn
GaAs量子井戸幅依存性の計算値を第６図に示す。 縦軸は、DH（ダブルヘテロ）レーザのfrで規格化した
値である。このように本発明によりInGaAs（Ｐ）系QWレ
ーザにおいて２倍以上のfrが期待できる。
以下、本発明の実施例を説明する。 実施例1. 第４図において、ｎ−InP基板３上に多重量子井戸活
性層４、ｐ−InPのクラッド層５、ｎ−InPキャップ層６
をMOCVD法により結晶成長する。ここで多重量子井戸活
性層４は膜厚５〜15nmのInGaAs量子井戸層と超格子型量
子障壁の周期構造（周期:1〜20）である。また、この超
格子型量子障壁は膜厚0.6〜3nmのInGaAsあるいはInGaAs
P（λｇ＞1.5μｍ）井戸層と膜厚0.6〜3nmのInPあるい
はInGaAsP（λｇ＞1.15μｍ）バリア層の周期構造（周
期:2〜20）で形成する。この後、SiO2膜７を形成し、部
分的に除去し、Zn拡散８を行い、ストライプ領域（幅:2
〜10μｍ）を作成する。この後、キャリア注入手段であ
るｐ電極９、ｎ電極10を形成する。 試作した素子はしきい電流は10〜20mAとΔEv低減を反
映して極めて低く、また、十分な量子サイズ効果を反映
して、緩和振動周波数frは5mW出力時において約30GHzと
極めて高いものである。 実施例2. 第５図は本発明を分布帰還型（DFB）レーザに適用し
たものである。回折格子11を形成したｎ−InP基板３上
に膜厚0.05〜0.25μｍのｎ−InGaAsP（λｇ＝1.1〜1.3
μｍ）光ガイド層12、実施例１と同様の多重量子井戸活
性層４、及びｐ−InPクラッド層を遷別ガスソースMBE法
により結晶成長する。この後、上記成長層を突き抜ける
凸状のストライプを形成した後、ｐ−InP層13、ｎ−InP
層14で埋め込む。この後、ｐ電極９、ｎ電極10を形成す
る。ここで活性層幅は約0.5〜３μｍとする。 試作した素子はしきい電流５〜15mAで発振し、またDF
B構造を反映して副モード50dBの縦単一モードとなる。
また、5mW時のfrは約30GHzと極めて高いものとなる。第
７図に各種QWレーザのしきい電流とfr（5nm）時）の実
験値のまとめを示す。まずInPバリアの場合、QW効果は
大きくfrは高いが（約25GHz）正孔の各量子井戸への注
入が不充分なのでしきい電流は約100mAと極めて高い。
一方、λｇ＝1.3μｍのInGaAsPバリアを用いたQWレーザ
ではΔEvを小さくできるので正孔の各量子井戸への注入
は容易でしきい電流は低いが、ΔEcが同時に低いため、
電子がバリア層にもれてQW効果が低く、frは10GHzと低
くなってしまう。またλｇ＝1.15μｍのInGaAsPバリア
のQWレーザはその中間である。つまり、従来の方式だと
高いfrと低しきい電流を同時に満足するのは不可能であ
った。これらに比べて超格子型量子障壁を用いたQWレー
ザでは、高いfrと低しきい電流を両方共初めて実現でき
る。また、高速変調時のチャーピングも従来のQWレーザ
の約30％と極めて小さくなる。 実施例3. 第８図において、ｎ−InP基板上に実施例1,2と同様の
構造であるが、超格子型障壁層のみにZnを２×1018〜１
×1019cm-3ドーピングして、ｐ型の変調ドープ構造多重
量子井戸活性層15とｐ−InPクラッド層をMOCVD法により
成長する。その後、凸状のストライプ（活性層幅として
0.5〜３μｍ）を形成した後、Feドープ高抵抗InP層16で
埋め込み、さらにｐ側電極９、ｎ側電極10を形成する。 試作した素子の寄生容量は高抵抗InP導入のために低
く、かつ、frは変調ドープ効果とQW効果により、50GHz
を達成できる。 実施例4. 本発明を半導体光位相変調器に適用した第実施例を第
９図を用いて説明する。ｎ−InP基板３上に実施例1,2と
同様の多重量子井戸構造およびｐ−InPクラッド層５を
順次成長させたのち、第９図に示すようにリッジ型のス
トライプを、典型的な幅の２〜10μｍにエッチングによ
って形成する。その後、ｐ側電極９とｎ側電極10とを形
成したのち、へき開して素子に分離する。 試作した光位相変調器に、波長1.3μｍのレーザ光を
片端面から入射させ、ｐ側電極への電流注入量、すなわ
ち多重量子井戸層４へのキャリア注入量を変化させるこ
とにより、光位相変調器からの出力光の位相を制御す
る。本光位相変調器の屈折率変化は高いQW効果を反映し
て５×10-2と大きいため、位相をπ変化させるための変
調器の長さは約30μｍと、従来に例がない程短くするこ
とができる。 さらに、本光位相変調器をマッハチェンダ型変調器な
どの基本素子として用いることができることは言うまで
もない。
性層４、ｐ−InPのクラッド層５、ｎ−InPキャップ層６
をMOCVD法により結晶成長する。ここで多重量子井戸活
性層４は膜厚５〜15nmのInGaAs量子井戸層と超格子型量
子障壁の周期構造（周期:1〜20）である。また、この超
格子型量子障壁は膜厚0.6〜3nmのInGaAsあるいはInGaAs
P（λｇ＞1.5μｍ）井戸層と膜厚0.6〜3nmのInPあるい
はInGaAsP（λｇ＞1.15μｍ）バリア層の周期構造（周
期:2〜20）で形成する。この後、SiO2膜７を形成し、部
分的に除去し、Zn拡散８を行い、ストライプ領域（幅:2
〜10μｍ）を作成する。この後、キャリア注入手段であ
るｐ電極９、ｎ電極10を形成する。 試作した素子はしきい電流は10〜20mAとΔEv低減を反
映して極めて低く、また、十分な量子サイズ効果を反映
して、緩和振動周波数frは5mW出力時において約30GHzと
極めて高いものである。 実施例2. 第５図は本発明を分布帰還型（DFB）レーザに適用し
たものである。回折格子11を形成したｎ−InP基板３上
に膜厚0.05〜0.25μｍのｎ−InGaAsP（λｇ＝1.1〜1.3
μｍ）光ガイド層12、実施例１と同様の多重量子井戸活
性層４、及びｐ−InPクラッド層を遷別ガスソースMBE法
により結晶成長する。この後、上記成長層を突き抜ける
凸状のストライプを形成した後、ｐ−InP層13、ｎ−InP
層14で埋め込む。この後、ｐ電極９、ｎ電極10を形成す
る。ここで活性層幅は約0.5〜３μｍとする。 試作した素子はしきい電流５〜15mAで発振し、またDF
B構造を反映して副モード50dBの縦単一モードとなる。
また、5mW時のfrは約30GHzと極めて高いものとなる。第
７図に各種QWレーザのしきい電流とfr（5nm）時）の実
験値のまとめを示す。まずInPバリアの場合、QW効果は
大きくfrは高いが（約25GHz）正孔の各量子井戸への注
入が不充分なのでしきい電流は約100mAと極めて高い。
一方、λｇ＝1.3μｍのInGaAsPバリアを用いたQWレーザ
ではΔEvを小さくできるので正孔の各量子井戸への注入
は容易でしきい電流は低いが、ΔEcが同時に低いため、
電子がバリア層にもれてQW効果が低く、frは10GHzと低
くなってしまう。またλｇ＝1.15μｍのInGaAsPバリア
のQWレーザはその中間である。つまり、従来の方式だと
高いfrと低しきい電流を同時に満足するのは不可能であ
った。これらに比べて超格子型量子障壁を用いたQWレー
ザでは、高いfrと低しきい電流を両方共初めて実現でき
る。また、高速変調時のチャーピングも従来のQWレーザ
の約30％と極めて小さくなる。 実施例3. 第８図において、ｎ−InP基板上に実施例1,2と同様の
構造であるが、超格子型障壁層のみにZnを２×1018〜１
×1019cm-3ドーピングして、ｐ型の変調ドープ構造多重
量子井戸活性層15とｐ−InPクラッド層をMOCVD法により
成長する。その後、凸状のストライプ（活性層幅として
0.5〜３μｍ）を形成した後、Feドープ高抵抗InP層16で
埋め込み、さらにｐ側電極９、ｎ側電極10を形成する。 試作した素子の寄生容量は高抵抗InP導入のために低
く、かつ、frは変調ドープ効果とQW効果により、50GHz
を達成できる。 実施例4. 本発明を半導体光位相変調器に適用した第実施例を第
９図を用いて説明する。ｎ−InP基板３上に実施例1,2と
同様の多重量子井戸構造およびｐ−InPクラッド層５を
順次成長させたのち、第９図に示すようにリッジ型のス
トライプを、典型的な幅の２〜10μｍにエッチングによ
って形成する。その後、ｐ側電極９とｎ側電極10とを形
成したのち、へき開して素子に分離する。 試作した光位相変調器に、波長1.3μｍのレーザ光を
片端面から入射させ、ｐ側電極への電流注入量、すなわ
ち多重量子井戸層４へのキャリア注入量を変化させるこ
とにより、光位相変調器からの出力光の位相を制御す
る。本光位相変調器の屈折率変化は高いQW効果を反映し
て５×10-2と大きいため、位相をπ変化させるための変
調器の長さは約30μｍと、従来に例がない程短くするこ
とができる。 さらに、本光位相変調器をマッハチェンダ型変調器な
どの基本素子として用いることができることは言うまで
もない。
本発明は、ΔEc＜ΔEvなる材料系において、人為的に
ΔEc＞ΔEvなる関係を作ることができる。これにより、
例えばInGaAsP系のQW構造においてこれが適用でき、こ
れをもって、高い量子効果を保ちながら、正孔の各ウェ
ル層への注入をスムーズに行なうことができる。この結
果、この系のQWレーザにおいて低しきい電流でかつ高い
量子効果（高いfr、低チャーピング）を実現することが
できる。
ΔEc＞ΔEvなる関係を作ることができる。これにより、
例えばInGaAsP系のQW構造においてこれが適用でき、こ
れをもって、高い量子効果を保ちながら、正孔の各ウェ
ル層への注入をスムーズに行なうことができる。この結
果、この系のQWレーザにおいて低しきい電流でかつ高い
量子効果（高いfr、低チャーピング）を実現することが
できる。
第１図，第２図，第６図及び第７図は本発明の原理的構
成及び効果を説明するための図、第３図（ａ）及び
（ｂ）は従来のQW構造のバンドダイアグラム、第４図，
第５図（ａ）及び第８図は本発明による実施例の断面
図、第５図（ｂ）は同図（ａ）のＡ−Ａ線断面図、第９
図は本発明による一実施例の鳥かん図である。 １…超格子型量子障壁、２…ウェル層、４…多重量子井
戸活性層。
成及び効果を説明するための図、第３図（ａ）及び
（ｂ）は従来のQW構造のバンドダイアグラム、第４図，
第５図（ａ）及び第８図は本発明による実施例の断面
図、第５図（ｂ）は同図（ａ）のＡ−Ａ線断面図、第９
図は本発明による一実施例の鳥かん図である。 １…超格子型量子障壁、２…ウェル層、４…多重量子井
戸活性層。
───────────────────────────────────────────────────── フロントページの続き (72)発明者 茅根 直樹 東京都国分寺市東恋ケ窪１丁目280番地 株式会社日立製作所中央研究所内 (56)参考文献 特開 昭62−54988（ＪＰ，Ａ) 特開 昭63−153887（ＪＰ，Ａ) 1988年（昭和63年）第49回応用物理学 会学術講演会予稿集 ５ｐ−ＺＣ−13 ｐ．862 (58)調査した分野(Int.Cl.6，ＤＢ名) H01S 3/18
Claims (8)
- 【請求項１】価電子帯側のバンド端不連続エネルギー値
が伝導帯幅のバンド端不連続エネルギー値よりも大きい
ウエル層及び超格子構造を有するバリア層との組合せか
らなる多重量子井戸構造であって、上記超格子構造によ
り上記バリア層に形成されるミニバンドの最低エネルギ
ー状態と上記ウエル層とで形成される等価的バンド端不
連続エネルギー値が伝導帯側で価電子帯側より大きいも
のを有し、且つ前記多重量子井戸構造におけるバリア層
を構成する超格子構造の有するウエル層の厚さが1nmよ
り3nmの範囲にあることを特徴とする半導体光素子。 - 【請求項２】上記多重量子井戸構造にキャリアを注入す
るための手段を有することを特徴とする請求項１に記載
の半導体光素子。 - 【請求項３】当該超格子構造のウエル層がInGaAsあるい
はInGaAsPで形成され、当該超格子構造のバリア層がInP
あるいはInGaAsPで形成されることを特徴とする請求項
１に記載の半導体光素子。 - 【請求項４】上記バリア層は、２×1018cm-3以上の密度
で導電型不純物をドーピングした領域を有することを特
徴とする請求項１に記載の半導体光素子。 - 【請求項５】複数のウエル層及びバリア層からなる多重
量子井戸構造を含み、上記バリア層は複数の半導体層か
らなる超格子構造で形成され、当該超格子構造のウエル
層がInGaAsあるいはInGaAsPで形成され、当該超格子構
造のバリア層がInGaAsPで形成され、且つ該超格子構造
の量子準位によってキャリアの上記超格子構造のウエル
層間におけるキャリアの移動を容易ならしめたことを特
徴とする半導体光素子。 - 【請求項６】上記ウエル層と上記バリア層とにより形成
されるエネルギー・バンド構造は、価電子帯側のバンド
端不連続エネルギー値が伝導帯側のバンド端不連続エネ
ルギー値よりも大きい多重量子井戸構造であることを特
徴とする請求項５に記載の半導体光素子。 - 【請求項７】複数のウエル層と、該ウエル層に挟まれ且
つウエル層より大きい禁制帯幅を有するバリア層からな
り、該バリア層を構成する第１半導体材料は該ウエル層
に対するバンド端不連続エネルギー値が伝導帯幅側より
価電子帯側で大きくなるように選ばれた多重量子井戸構
造を含み、上記バリア層は上記第１半導体材料より禁制
帯幅の小さい第２半導体材料からなる複数の層を該第１
半導体材料で挟むように形成した超格子構造を有し、該
超格子構造の量子準位と上記ウエル層のバンド端の不連
続エネルギー値は価電子帯側より伝導帯側で大きく、且
つ前記バリア層を構成する超格子構造の前記第２半導体
材料層の厚さが1nmより3nmの範囲にあることを特徴とす
る半導体光素子。 - 【請求項８】上記超格子構造を構成する上記第１半導体
材料層の層厚は、0.6〜3nmであることを特徴とする請求
項７に記載の半導体光素子。
Priority Applications (6)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP17546689A JP2950853B2 (ja) | 1989-07-10 | 1989-07-10 | 半導体光素子 |
| US07/529,245 US5132981A (en) | 1989-05-31 | 1990-05-25 | Semiconductor optical device |
| EP90110127A EP0400559B1 (en) | 1989-05-31 | 1990-05-29 | Semiconductor optical device |
| EP96104886A EP0727821A3 (en) | 1989-05-31 | 1990-05-29 | Semiconductor optical device |
| DE69028734T DE69028734T2 (de) | 1989-05-31 | 1990-05-29 | Optische Halbleitervorrichtung |
| CA002017912A CA2017912A1 (en) | 1989-05-31 | 1990-05-30 | Semiconductor optical device |
Applications Claiming Priority (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP17546689A JP2950853B2 (ja) | 1989-07-10 | 1989-07-10 | 半導体光素子 |
Publications (2)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JPH0341791A JPH0341791A (ja) | 1991-02-22 |
| JP2950853B2 true JP2950853B2 (ja) | 1999-09-20 |
Family
ID=15996555
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| JP17546689A Expired - Lifetime JP2950853B2 (ja) | 1989-05-31 | 1989-07-10 | 半導体光素子 |
Country Status (1)
| Country | Link |
|---|---|
| JP (1) | JP2950853B2 (ja) |
Families Citing this family (2)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| JP2536714B2 (ja) * | 1993-03-03 | 1996-09-18 | 日本電気株式会社 | 光変調器集積型多重量子井戸構造半導体レ―ザ素子 |
| JP4664725B2 (ja) * | 2005-04-20 | 2011-04-06 | 日本オプネクスト株式会社 | 半導体レーザ素子 |
-
1989
- 1989-07-10 JP JP17546689A patent/JP2950853B2/ja not_active Expired - Lifetime
Non-Patent Citations (1)
| Title |
|---|
| １９８８年（昭和６３年）第４９回応用物理学会学術講演会予稿集 ５ｐ−ＺＣ−１３ ｐ．８６２ |
Also Published As
| Publication number | Publication date |
|---|---|
| JPH0341791A (ja) | 1991-02-22 |
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