Силу осцилляторов переходов с участием доноров гораздо >проще можно определить из поглощения, обусловленного пере­ходами третьего типа, а именно фотовозбуждением экситонов, •связанных на нейтральных донорах. Комплексы такого типа2) были исследованы во многих полупроводниках. Энергия связи. локализованного экситона обычно пропорциональна энергии ионизации донора (или акцептора) [50, 51], т. е. можно счи­тать, что дырка удерживается на ионе донора посредством связи из пары электронов3). В случае экситонов, локализован­ных у атома S в GaP, более 90% общего сечения поглощения приходится на узкую бесфононную линию [52], которая наблю­дается и в спектре излучения (рис. 3.11).

Спектр излучения представляет собой зеркальное отображе­ние поглощения относительно бесфононной линии [52], за ис­ключением «двухэлектронных» линий излучения и континуума, обусловленных переходами, при которых донор остается в од­ном из дискретных возбужденных состояний (линии) или в возбужденном состоянии около дна зоны проводимости (конти­нуум) [37]. Поскольку положение указанных спектральных - линий довольно хорошо описывается выражением (2.4), полу­ченным методом эффективной массы,' из анализа линий излу­чения можно точно определить энергию ионизации донора. Энергия основного состояния донора 1 s (v4L) сильно зависит от

') Одна из трудностей заключается в том, что приближение Кондона ста­новится несправедливым для электронных переходов на глубокие уровни. Это следует из значительного увеличения взаимодействия с фононами при погло­щении по сравнению с излучением, на что указывают форма спектров [49] и наличие большого изотопического сдвига бесфононной линии, обусловленной переходами с участием глубокого донора О в GaP [30, 36]. Указанный изото­пический сдвиг обусловлен различным приращением энергии, соответствую - .щей равновесию решетки в начальном и конечном состояниях электронного перехода, которое вызвано заменой изотопа, что свидетельствует о значитель­ном нелинейном взаимодействии между решеткой и примесью. Другим след­ствием нелинейного взаимодействия является отсутствие зеркальной симметрии спектров поглощения и излучения относительно бесфононной линии. В работах [486, 50а] обсуждается возможность определения параметров взаимодействия ірешетка — примесь из оптических спектров с широкими полосами.

2) Теоретически предсказанные Лампертом [50] и впервые обнаруженные « Si Хейнсом [51].

3) Судя по аналогичным спектрам в GaAs и InP, энергия связи экситона «очень слабо зависит от энергии ионизации акцептора [219а].

Энергия ионизации донора равна £c"“-Elim* Символы плюс в кружке, плюс и минус обо­значают ион донора, дыркн н электрон, входящие в комплекс связанного экситона; /—сила осциллятора перехода; ge и g3/2, gy—g-факторы электрона и дыркн.

короткодействующего потенциала взаимодействия электрона с донорным ионом, и обычно она гораздо больше, чем дает оцен­ка методом эффективной массы [53]. Понять природу указан­ных линий помогли инфракрасные спектры возбуждения фото­люминесценции, обусловленной донорами в GaP [33, 34]; пер­воначально нее двухзлектронные переходы были неправильно' интерпретированы как включающие запрещенный (по четно­сти) переход в возбужденное р-состояние [37]. В спектрах по­глощения указанные переходы в полупроводниках типа GaP наблюдать трудно, поскольку в таких материалах в инфракрас­ной области спектра велико поглощение, связанное с возбуж­дением колебаний решетки.

Два электрона в комплексе связанного экситона эквивалент­ны, однако вероятность перехода определяется в основном, взаимодействием донорного иона с тем из электронов, волно­вая функция которого в данный момент содержит больший8 вклад от основного состояния донора1). Силу осциллятора для рекомбинации экситона, локализованного на атоме S, можно* ВЫЧИСЛИТЬ ИЗ интегрального оптического поглощения ОбмаксГ,. используя выражение

(3.17),

‘) Волновая функция электрона в комплексе с малой энергией «вязи. должна представлять собой суперпозицию различных состояний.

где N$ концентрация нейтральных доноров S. Эксперимен­тальное значение fs » 10-31).

В выражении (3.17) не учтено локальное поле, что справед­ливо только в случае нелокализованных электронных состояний в полупроводнике[4]); кроме того, предполагается, что линия имеет гауссову форму за счет неоднородного деформационного уширения. Согласно соотношению, полученному на основе прин ципа детального равновесия,

т“‘ = nfgj/l,5A,2g2> -(3.18

где к — длина волны излучательного перехода, a g и — сте­пень вырождения исходного и конечного состояний. Найденная •сила осциллятора соответствует довольно большим излучатель - ным временам жизни (~10 мкс).