一個基本的半導體雷射如圖2-1所示，包含了兩個平行劈裂鏡面組成的共振腔，稱為Fabry-Perot（FP）共振腔，雷射光在共振腔中來回振蕩，再從兩邊鏡面發出雷射光，這種雷射又被稱作為邊射型雷射（edge emitting laser, EEL）。而夾在n-type與p-type區域中的主動增益層為發光區域，透過適當的結構設計與激發過程可以將雷射光放大，其中采用雙異質接面的n-type與p-type的披覆層可分別作為電子與電洞的注入層，又可作為雷射光的光學局限層，這種雙異質結構同時可達到載子與光場的良好局限。

一般的半導體材料因為摻雜種類不同，可分為i型（本質半導體）、P型、n型半導體。本質半導體無雜質摻雜，而n型或p型半導體利用摻雜不同的施體（donor）或受體（acceptor），使費米能階的能量在能帶中上移或下降。n型半導體的多數載子為電子，p型則是電洞。P-n接面可以說是半導體雷射的核心，可分為同質接面（homojunction）與異質接面 （beterogjunction），同質接面是指同種材料所構成的接面，而異質接面則是兩種不同材料，能隙大小不同，晶格常數相近，所形成的接面。早期半導體雷射多采用同質接面制作，但因同質接面的載子復合效率較差且沒有光學局限能力，操作電流相當高，而異質接面則可以克服這些缺點，因此目前大部分的半導體雷射皆采用雙異質接面（double heterostructure, DH） 結構。

圖2-2為雙異質接面雷射結構順向偏壓下的能帶圖與折射率分布和光場分布示意圖。在順向偏壓下，可發現N-p接面只允許電子的注入，使得N型材料成為電子注入層；而p-P接面只允許電洞的注入，使得P型材料成為電洞注入層。位于中央的主動層材料同時匯集了電子和電洞，而電子和電洞因為受到了p-P和N-p接面的阻擋而被局限，將注入載子局限在主動層中，因此電子和電洞產生輻射復合，最后達到居量反轉（population inversion）以及閾值條件（threshold condition）而發出雷射光，而主動層能隙的大小換算成波長約等于雷射光的波長。此外，由于能隙較小的材料通常具有較大的折射率，因此雙異質結構其折射率分布如圖2-2所示具有波導功能，可以讓垂直于接面的光場局限在主動層中，關于雙異質結構的波導模態對于垂直共振腔面射型雷射在光學上所扮演的角色和邊射型雷射不太相同，但是在載子局限上的優點仍然保存著，相關的討論會在之后的章節說明。綜合上述的討論，雙異質結構擁有良好的載子與光場的局限，可以大幅降低閾值電流，使得此結構制成的半導體雷射具有優異的性能而成為最早被發展出可以在室溫連續操作的元件！

圖2-3為N-Al0.3Ga0.7As/p-GaAS/P-Al0.3Ga0.7As DH structure的能帶圖。在圖2-3（a）中，兩材料還未形成接面時，能隙較小的p型材料其能隙為Eg2，其電子親和力（即真空能隙和Ec間的能量差）為X2，而功函數（真空能隙和E間的能量差）為Φ2；而能隙較大的N型材料其參數皆以下標1作為區分。此時，Ec1和Ec2間的差異即為導電帶偏移（conduction band offset）△Ec：而Ev2和Ev1間的差異為價電帶偏移（valence band offset）△Ev。

半導體中的載子濃度，在低濃度條件下可利用Boltamann近似來計算Fermi-Dirac積分式，得到簡化解析解算出載子濃度為：

其中等效能態密度為

接著，當接面接觸時，利用費米能階相對于導電帶或價電帶的相對位置，計算出&1，&2，&3，最后得到N-p接面的接觸電位Vo1以及p-P接面的接觸電位Vo2。

而在順向偏壓時，p-N大部分電流由電子所貢獻，因此我們可以定義在p-N接面上電子比電洞的載子注入比率（injection ratio）y為：

除了注入比率之外，我們可以定義電子的注入效率(injection efficiency)為Ne ：