В соответствии с моделью туннельных излучательных пере - , ходов электрон и дырка туннелируют горизонтально в область обедненного слоя, где и происходит излучательная рекомбина­ция. Вероятность туннельного просачивания меняется экспонен­циально с высотой потенциального барьера [выражение (2.15)]. Пренебрегая тепловым размытием заполнения энергетических уровней вблизи квазиуровней Ферми, можно считать, что макси­мальная энергия фотона и минимальная высота барьера соответ­ствуют энергетическому зазору между квазиуровнями Ферми для дырок и электронов, который равен еУв (рис. 2.1). Излуча­тельная рекомбинация зависит от перекрытия волновых функ­ций электронов и дырок внутри узкого обедненного слоя; вир­туальные состояния в данном случае не требуются [203]. С по­мощью этой модели можно объяснить многие из тех явлений, которые объясняются моделью заполнения зон. Важные разли­чия между моделями заключаются в следующем: согласно мо­дели туннельной излучательной рекомбинации насыщение длин­новолнового хвоста в спектре излучения не наступает; согласно модели заполнения зон, активная область перехода широка (на это указывает отсутствие интерференции); кроме того, должно наблюдаться постоянство экспоненциального наклона длинно­волнового хвоста излучения (наклон зависит от ширины обед­ненного слоя при нулевом смещении на диоде). При туннельной излучательной рекомбинации спонтанное излучение поляризо­

вано. Излучательные туннельные переходы играют большую роль при низких температурах. Скорость смещения максимума излучения при этом обычно меньше, чем в тех случаях, когда справедлива модель заполнения зон.

Свойства резких асимметричных р—«-переходов (рис. 2.2) проанализированы в работе [204] на основе теории туннельных излучательных переходов Моргана [205].. Свойства этих пере­ходов сравнивались со свойствами линейных переходов в анало­гичном материале. Морган показал, что теория излучательных туннельных переходов может предсказать насыщение длинно­волнового хвоста люминесценции, если зависимость потенциала от расстояния внутри обедненного слоя параболическая [ли­нейно изменяющееся поле (рис. 2.2)], как непосредственно сле­дует из уравнения Пуассона, а не линейная, как считалось ранее при расчетах в рамках модели туннельных излучательных пере­ходов для плавных р — «-переходов [206]. Авторы работы [204] нашли, что при люминесценции асимметричных резких р — «-пе­реходов выполняется определенное соотношение для смещения максимума излучения в интервале энергий hv, равном 0,25 эВ (рис. 3.38,6). Они же показали, исходя из исследований интер­ференции, что активная область диодов тоньше 600 А. Следует отметить близкое совпадение экспериментальных и теоретиче­ских спектров, полученных на основе теории Моргана для меж - зонной туннельной излучательной рекомбинации. Оно наблюда* лось для зависимостей излучения от температуры, приложен­ного напряжения и концентрации основных носителей в слабо­легированной области, примыкающей к р — «-переходу.

Для линейных р — «-переходов Кейси и Силверсмит [204] показали, что свойства спектров при низких напряжениях сме­щения согласуются с моделью туннельных излучательных пере­ходов зона — примесь, в которых принимают участие глубоко- лежащие состояния. Согласно этой модели, предложенной Морганом, рекомбинация происходит в узкой области внутри обедненного слоя. Кейси и Силверсмит нашли, что насыщение длинноволнового хвоста спектра люминесценции не является полным при больших напряжениях смещения. Оно было таким, как показано на рис. 3.38, а, что и ожидалось для случая тун­нельной излучательной рекомбинации в постоянном поле р — «? перехода, характерном для линейных р—«-переходов (разд. 2.3). Можно считать, что в этом случае мы имеем дело с излучатель - ными туннельными переходами зона — зона, происходящими в значительно более широкой области обедненного слоя [204]. Та* ким образом, Кейси и Силверсмит считают, что механизм за< полнения зон может быть несущественным в GaAs-диодах даже для р — «-переходов с линейным распределением принеси. Этот вывод был оспорен в работе [206а].

Утверждается, что механизм заполнения зон, в котором уча­ствуют хвосты плотности состояний, может хорошо проявиться при более высоких напряжениях смещения, если область реком­бинации диффузионного р — /г-перехода достаточно хорошо ком­пенсирована. Сильная компенсация /г-области может вызвать появление дырочной компоненты тока через р — /г-переход и ре­комбинацию электронно-дырочных пар в /г-области, и эти про­цессы будут преобладать в области малых и не очень больших напряжений смещения в отличие от того, что обычно имеет ме­сто в GaAs-светодиодах. Эти идеи получили подтверждение в ра­боте [196], посвященной приборам на основе GaAlAs-структуры с двойным гетеропереходом. Для того чтобы получить переме­щающийся спектральный максимум в результате действия ме­ханизма заполнения зон, необходимо, чтобы в хвосте зоны про­водимости была большая плотность состояний, как в сильно- компенсированном сильнолегированном материале р-типа. Тем не менее смещение пика излучения происходит только после того, как состояния на хвосте будут заполнены инжектирован­ными электронами, хотя насыщение люминесценции с квантами малой энергии происходит при самых малых уровнях инжекции.