Кинетика рекомбинации была вновь рассмотрена в более широком интервале температур (до ~450 К) в работе [118]. Стандартная модель Шокли — Рида—Холла [119] была до­полнена с учетом того, что ловушка Zn — О может находиться в трех возможных состояниях (пустом, занятом электроном, за-, нятом экситоном) [65]. Увеличение времени релаксации при температурах ниже 60 К, т. е. в области температур, где вре­мена релаксации, связанные с экситонной и межпримесной излучательной рекомбинацией, для ловушки Zn — О относи­тельно постоянны [91], приписывается гиперболической темпе­ратурной зависимости сечения захвата дырки ловушкой Zn— О, занятой электроном. Выше 60 К концентрация свободных ды­рок в GaP : Zn с Na— Nd « 1018 см-3 быстро увеличивается [32]. Дишмен и Дидоменико [65] объясняют уменьшение х/е (время спада интенсивности излучения в е раз), кото­рое наблюдалось вплоть до ~300 К, увеличением скорости оже-процессов, при которых происходит взаимодействие связан­ного экситона со свободной дыркой или связанного электрона с двумя свободными дырками. Численные коэффициенты для этих оже-процессов получены подбором из экспериментальной зависимости внутреннего квантового выхода от Na — Nd при 300 К. Значения оказались несколько больше, чем теоретиче­ские значения, вычисленные с учетом влияния плазменного экранирования электронно-дырочного взаимодействия на сече­ние захвата и энергию связи электронов и дырок с комплексом Zn —О [64].

В работе [67а] показано, что влияние экранирования ранее, вероятно, переоценивалось. При этом подборе подразумевалось, что значения т] при 300 К могут быть ограничены оже-процес - сами в пределах 5—10% для NA — NDtt Ю18 см~3, а это в 3—5 раз больше, чем приближенные оценки, полученные с по­мощью выражения (3.19), если я<іеі просто заменить на р. Од­нако исследования рекомбинации экситонов на нейтральных акцепторах в фосфиде галлия [56] показывают, что для взаимо­действия дырка — дырка коэффициент Оже а в выражении (3.19) необходимо уменьшить приблизительно в 3 раза по сравнению с коэффициентом для взаимодействия электрон — электрон, взятым без учета различной роли электронов и дырок в экситонах, связанных соответственно с цинком и серой. Оже - процессы с участием свободных дырок, как считалось ранее, ответственны за уменьшение квантового выхода при увеличении температуры в GaP : Cd,0 [91]. Увеличение скорости темпера­турного «гашения» величины ті/е при температурах выше ~300 К (рис. 3.23) связано с тепловым выбросом захваченных электронов в зону проводимости.

Однако в работах [66, 120], посвященных исследованиям кинетики рекомбинации в GaP : Zn,0, отмечается роль нена­сыщаемого конкурирующего канала в рекомбинации неоснов­ных носителей (рис. 3.28). Существование такого канала безыз - лучательной рекомбинации с участием неизвестных дефектов следовало из анализа насыщения интенсивности излучения красных светодиодов из GaP [121].

Конечно, нет никакой уверенности, что безызлучательная рекомбинация обусловлена только одним таким центром или 4TQ. один и тот же центр присутствует в фосфиде галлия, изго­товленном различными методами. Несмотря на обширные ис-

следования с использованием методов обнаружения глубоких уровней любого типа (как излучательных, так и безызлучатель­ных) [121а], до сих пор не известны ни положение соответствую­щего уровня захвата, ответственного за конкурирующий реком­бинационный процесс в высококачественном эпитаксиальном (из жидкостной фазы) GaP : Zn,0, ни скорость 1/т« (рис. 3.28). В работе [121 в] методом фотоемкости в эпитаксиальном фос­фиде галлия была обнаружена ловушка примерно на уровне 0,75 эВ над валентной зоной. Оптическое сечение поглощения ловушки мало, и, по-видимому, существует корреляция сечения поглощения с уменьшением квантового выхода люминесценции, по крайней мере в материале п-типа.

Возможно, это связано с ловушками вблизи середины за­прещенной зоны, обнаруженными в деградированном фосфиде галлия р-типа [ 121 г]. В работе [121д] обращается внимание на использование измерительных методик, которые позволяют обнаружить быстрые рекомбинационные центры. Примером та­кой методики является измерение времени жизни неосновных носителей по времени восстановления обратного тока свето­диода. Так, в желтых светодиодах из эпитаксиального (из га­зовой фазы) фосфида галлия с азотом наблюдается домини­рующий рекомбинационный центр с тепловой энергией акти - вации — 0,2 эВ. Были попытки идентифицировать этот центр с акцептором Sip (табл. 3.1).

Физическая природа насыщения люминесценции также еще неясна до конца. Предположив существование неидентифициро - ванного рекомбинационного уровня, можно приписать ему опре­деленную концентрацию, сечение захвата неосновных носителей и соответствующую скорость рекомбинации дырок. Эти свой­ства, судя по всему, таковы, что при уровне возбуждения, соот­ветствующем максимуму квантового выхода, неидентифициро - ванные центры не могут конкурировать с Zn — О-центрами [131]. На основании того, что при более высоких уровнях воз­буждения квантовый выход как фото-, так и электролюминес­ценции уменьшается [93], можно предположить, что это связано не просто с увеличением коэффициента инжекции неосновных носителей в нежелательном направлении в р—п-переходе. Действительно, исследования современных светодиодов на ос­нове фосфида галлия, выращенного методом жидкостной эпи­таксии [1216], показали, что качественно зависимость коэффи­циента инжекции неосновных носителей от тока в красных и зеленых светодиодах одинакова: наблюдается плавный рост коэффициента до значений тока по крайней мере 20—30 мА (разд. 2.4). Это означает, что, если конкурирующий процесс включает электронную ловушку более глубокую, чем Zn — О (на что указывают исследования температурной зависимости), увеличение уровня возбуждения вызывает какие-то довольно сложные изменения свойств материала.

С другой стороны, увеличение эффективности конкурирую­щего процесса с уровнем возбуждения было бы гораздо проще объяснить, если бы соответствующая электронная ловушка была более мелкой, чем Zn — О (рис. 3.28). В этом случае увеличение рекомбинации через неизвестную ловушку с уровнем возбуждения определяется повышением электронного квази­уровня Ферми вблизи края обедненной области, что в свою очередь вызывается насыщением рекомбинации через Zn — О - центры. Эффект очень похож на наблюдавшийся в фосфиде гал­лия, умеренно легированном азотом. В последнем глубокими центрами, аналогичными ловушкам Zn — О, являются близкие NN-пары, а мелкий уровень, аналогичный неизвестному реком­бинационному уровню, обусловлен изолированными атомами азота (разд. 3.4.3).

Экспериментальные исследования времени жизни неоснов­ных носителей при 300 К несколькими методами показали, что в материале как п-, так и p-типа, полученном методом жид­костной эпитаксии, время жизни определяется указанными случайно введенными центрами гашения люминесценции [160, 161].

Некоторые авторы предполагают участие в этом процес­се остаточного кремния [159]. В работе [162] подчеркивается важность одновременного присутствия кремния и кислорода. Авторы обнаружили значительное и устойчивое уменьшение времени жизни неосновных носителей в эпитаксиальном (из жидкой фазы) фосфиде галлия я-типа при легировании обеими указанными выше примесями. Исходная концентрация доноров в этой работе составляла (2—3)-Ю16 см-3 и определялась в основном SiGa; концентрация доноров SP была в 5 раз меньше. Однако в низкотемпературной фотолюминесценции доноров Sp играют главную роль как при высокой интенсивности возбужде­ния— благодаря эффекту зонной структуры (разд. 3.1.1), — так и при низких уровнях возбуждения, поскольку сечение захвата электронов Si’gb составляет только 10% сечения захвата Sp [163а].

Двойное легирование кислородом и другими донорами, за­мещающими фосфор (например, теллуром), не оказывает ана­логичного резкого влияния на время жизни. На основании этого факта можно предположить, что за эффект при двойном леги­ровании кремнием и кислородом ответствен двухзарядный до­нор— комплекс SiGa — 0Р. Альтернативной возможностью яв­ляется осаждение Si02. С двухзарядным донором Siaa — Op должен быть связан эффективный безызлучательный механизм рекомбинации, включающий эффект Оже. Такой центр может связать второй электрон достаточно сильно, чтобы излучатель - ным захватом свободной дырки можно было объяснить слабую полосу фотолюминесценции с максимумом ~1,55 эВ и резким краем при '— 1,9 эВ, характерную для GaP : Si, О. Неясно, со­гласуется ли предложенный механизм с временем спада излу­чения в этой полосе [162]. В работе [67а] подчеркивается, что такой двухзарядный глубокий донор, как хлор, является зна­чительно более эффективным центром оже-рекомбинации, чем Zn — О-ловушка. В последнем случае преобладает «обменный механизм», при котором связанный электрон рекомбинирует се свободной дыркой, выбрасывая связанную дырку глубоко в валентную зону. Несмотря на общие указания о том, что при­сутствие хлора вредно, убедительных данных относительно энергии связи этого предполагаемого двухзарядного донора до сих пор нет [162а]. В работе [163] в отличие от предыдущих предполагается, что SiGa — Oi-комплексы в арсениде галлия, сильно легированном кремнием, играют роль очень глубоких акцепторов.

В работах [66, 120] подчеркивается, что при определении tj для красной люминесценции Zn — О необходимо сравнивать дан­ные, полученные при возбуждении светом с энергией фотонов больше н меньше ширины запрещенной зоны. Это необходимо для того, чтобы разделить красную и инфракрасную (пе­реход из свободного в связанное состояние при 300 К) полосы люминесценции. В работе [120] рассматривается определение произведения концентраций центров Zn — О и О и соответ­ствующих полных скоростей рекомбинации электронов, связан­ных с этими центрами, по насыщению фотолюминесценции. Там же рассмотрено увеличение т] с ростом степени компенсации при 300 К. О насыщении фотолюминесценции сообщается так­же в работе [93], где показано, что по этим измерениям с уче­том оценок диффузионной длины, полученных из спектров воз­буждения люминесценции [122], можно вычислить величину сечения захвата свободных электронов комплексом Zn — О. Это сечение захвата оказалось равным ~(1,5—4,5) -10—16 см2 при 300 К- Полученное значение целиком определяется геомет­рическими размерами; оно вполне реально для глубоких ней­тральных центров, для которых не следут ожидать какого-либо резонансного увеличения сечения захвата, чего нельзя сказать о GaP: N [77, 78]. В работе [66] рассматриваются времена релаксации и т] при 300 К как функции концентрации свобод­ных дырок и время релаксации как функция температуры при Т > 300 К. Отмечается, что излучательное время жизни экси­тонов, связанных с Zn — О, значительно увеличивается с ростом Na — Nd по мере того, как энергия связи дырки уменьшается из-за плазменного экранирования.

Энергия связи Ее электрона с комплексом Zn — О, получен­ная экспериментально при 300 К из зависимостей т] и %;е от температуры [66, 120], на ~0,06 эВ меньше, чем при низких температурах [91]. Касами [110] измерил величину Ее по тем­пературной зависимости отношения фототока, обусловленного возбуждением в полосе поглощения на Zn — О, к фототоку, свя­занному с собственным поглощением при ad = I в р-области Диодов. Он получил Ее = 300 ± 10 мэВ в интервале температур ~230—300 К в соответствии с результатами строгого анализа формы линий фотолюминесценции (рис. 3.19) [129]. Отношение фототоков достигает насыщения при температуре ~400 К, при­чем величина насыщения позволяет получить коэффициент по­глощения для центров Zn — О. Разброс величины Ее, согласно многим авторам, связан с различием значений сечения захвата дырки на отрицательно заряженную ловушку Zn — О (это рассмотрено ниже). Энергия связи, вычисленная на основе ки­нетической теории, изменяется от 0,26 до 0,285 эВ уже при 20-кратном увеличении сечения захвата (исходная величина 10 ~16 см2) [109]. Касами измерил также температурные зависи­мости скоростей релаксации и нашел, что релаксация описы­вается экспоненциальной функцией, не зависящей от величины импульсного тока диода при больших токах при температуре ~300 К. Он вычислил сечение захвата электронов оп центрами Zn — О, приняв = 0,31 эВ, и получил значение = = 6-10~18 см2, что находится в разумном согласии с результа­тами работы [93]. Это означает, что насыщение фотолюмине­сценции наступает при концентрации инжектированных электро­нов в p-области, равной ~6-1014 см~3, т. е. критическое смеще­ние на диоде, при котором наступает насыщение электролюми­несценции, составляет 1,84 ±0,02 В, что согласуется с экспери­ментом, проведенным в работе [121]. Излучательное время жизни т, (рис. 3.28) вычислялось в предположении равновес­ного распределения дырок, после чего из эксперимента могло быть получено безызлучательное время жизни tnr. Величина хпг и ее зависимость от концентрации свободных дырок вблизи р — «-перехода свидетельствуют о том, что в данном случае происходит оже-рекомбинация.

Предположение о равновесном распределении дырок между валентной зоной, акцепторным уровнем Zn и занятыми электро­нами ловушками Zn — О, высказанное авторами работ [91, 65, 120], поставлено под сомнение другими исследователями [121, 110] на том основании, что время захвата дырки хрх ста­новится большим по сравнению с экситонными излучательными и безызлучательными временами жизни хг и хпг из-за эффекта плазменного экранирования. Это предположение приводит к сложному выражению для вероятности f того, что центр Zn — О, захвативший электрон, занят еще и дыркой:

/-[ і + ї„Л« + ^.(І+^7)Г - <3-26>

Здесь тХр — время теплового выброса дырки из комплекса Zn—О в валентную зону (рис. 3.28). Если xjj + т~р' > t"1 + т~!, то значение f увеличивается, и в условиях теплового равновесия получается упрощенное выражение

/0-(l +^) ' = {1 + (Nv/pDex) [ехр(- Eh/kBT)]}- (3.26)

, Т'Хр / v

где Nv — эффективная плотность состояний в валентной-зоне, р — концентрация дырок, Eh — энергия связи дырки с комплек­сом Zn — О, a Dex — фактор вырождения этого уровня, который может зависеть от температуры [91].

Джейсон и Диксон [123] исследовали времена нарастания излучения красных светодиодов из GaP : Zn,0 при импульсном возбуждения. Они показали, что время нарастания определяется большим из двух времен: ц — временем жизни неосновных электронов в p-области и тн — временем установления равнове­сия дырок по уровням, о которых говорилось выше,, тогда как

время релаксации определяется временем жизни электрона н комплексе Zn — О. Это время является результирующим для ряда излучательных и безызлучательных процессов. Можно вы­делить t/і и в измерениях времени нарастания, если использо­вать фотовозбуждение с энергией кванта света, меньшей ши­рины запрещенной зоны. В ранних работах по электролюмине­сценции при 300 К указывалось, что та.<СЗ не при 1017 < р < <2-1018 см~3, тогда как тl составляет 3—10 не в соответствии с оценками по результатам измерений диффузионной длины [93]. Максимальное значение хрх, определенное из максимально возможного тй, оказалось равным ~1,5 мке, что составляет ~ 1/8 величины, полученной в работе [120] для р ~ 8-Ю17 см-3. Если использовать меньшее значение для хрх, то вычисленные значения j будут пренебрежимо мало отличаться от значения, получаемого из более простого выражения для fo [выражения (3.26)] во всем реально возможном диапазоне изменения р.

Дидоменико и др. [124] провели повторный анализ данных Джейсона и Диксона при импульсном возбуждении, введя в расмотрение второй излучательный канал (не показанный на рис. 3.28 )с участием комплекса Zn — О, а именно рекомбина­цию связанного электрона со свободной дыркой. Раньше люми­несценция с участием комплекса Zn — О приписывалась исклю­чительно связанным экситонам даже при 300 К [91]. Однако Дидоменико и Дишмен отметили, что время жизни свободной дырки ter относительно излучательного захвата на занятую ^электроном изоэлектронную ловушку Zn — О уменьшается из-за (кулоновского) притягивающего потенциала этого центра по отношению к свободным дыркам. Величина хег может быть менее 1 мке при Na — Nd ~ Ю18 см-3 в соответствии с теорией. Вре­мена нарастания люминесценции при возбуждении 6-образным импульсом зависят от хрх только при промежуточных значениях этого характеристического времени, в частности когда хег отно­сительно велико. В общем случае время нарастания фотолюми­несценции при возбуждении светом с энергией кванта, большей ширины запрещенной зоны, наиболее сильно зависит от вре­мени жизни неосновных носителей, которое в материале самого высокого качества определяется временем захвата электрона Тл/ (рис. 3.28). Данные Джейсона и Диксона могут быть объяс­нены довольно хорошо, если принять Хег л? 1 мке. Это неплохо согласуется с теорией, предсказывающей хрх = 8 мке при Na—No ~ Ю18 см~3. При таких значениях хег рекомбинацион­ные переходы из свободного в связанное состояние преобладают над процессами с участием экситонов при 300 К. Идентифика­ция механизма по положению полосы люминесценции довольно затруднительна, поскольку энергия. связи дырки составляет всего лишь '--20 мэВ при Na —Nd ~ 1018 см-3 [131а].

Однако экспериментальные результаты, представленные на рис. 3.19, не подтверждают того, что рекомбинация свободных носителей со связанными на центрах Zn — О вносит существен­ный вклад.

В настоящее время внесена ясность р эту давнюю дискуссию относительно кинетики рекомбинации в GaP : Zn,0. В работе [125] подчеркивается, что главным спорным моментом является наличие [91, 110, 121, 123] или отсутствие [65, 120, 124] тепло­вого равновесия между свободными дырками и мелкими свя­занными состояниями, энергетически достижимыми для дырок при Т > 100 К (рис. 3.28). Вопрос сводится к величине сечения захвата дырки на ловушку Zn—О, на которой уже находится электрон. Дишмен и Дидоменико использовали величину, более чем в 1000 раз меньшую, чем сечение захвата, полученное из измерений времени нарастания импульса фотолюминесценции при 50 К и равное ~ Ю”14 см-2 [125].

Подробные исследования времен нарастания и спада фото­люминесценции [125] подтверждают предположение о том, что дырки находятся в тепловом равновесии: скорость перехода для красной полосы совпадает с величиной ~ 1,5-1013 (Ал — Nd), ранее полученной в работе [91]. Эти результаты были в свою очередь подвергнуты критике в работе [.126], где отмечается, что интерпретация таких импульсных измерений при темпера­турах ниже 70 К может осложняться многократными захватами на ловушки с энергией связи ~26 мэВ, связанные с остаточны­ми примесями серы и азота. Авторы работы [126] снова приш­ли к выводу, что верхний предел сечения захвата дырки на отрицательно заряженную ловушку Zn—О составляет 5-Ю-17 см2 при 77 К - Однако в согласии с работой [125] они обнаружили, что ионизированный донор S, который также является заря­женным кулоновским притягивающим центром (но уже для электронов), обладает очень большим сечением захвата, рав­ным ~10-10 см2 при 54 К. Качественно такой результат пред­сказывался теорией многоступенчатого захвата Лэкса [127]. Трудно поверить, чтобы два указанных центра, участвующие в аналогичных (в принципе) механизмах захвата, обладали совершенно различными сечениями захвата для электронной частицы, возвращающей центру электронейтральность. Измере­ния коэффициента скорости захвата дырок различными мел­кими ловушками в фосфиде галлия, включая Zn—О-центры [32е] при 100 К, дали согласующиеся величины, которые при - мерно в 20 раз превышают значение коэффициента скорости захвата, полученное в работе [120] при значительно более низ­ких температурах. Сечение захвата электрона на ионизирован­ный донор S при низких температурах велико. Следовательно, по всей вероятности, велико и сечение захвата экситона на нейтральный донор S. Интересно, однако, что, как показано в ра­боте [128], для экситонов при 4,2 К oN > os. Мы уже отмечали, что исключительно большая величина сечения захвата On была предсказана.

Указанные несоответствия и противоречия были окончатель­но разрешены в работе [129], в которой проведены тщательные Исследования изменений формы и положения красной полосы фотолюминесценции в GaP : Zn,0 в диапазоне изменения Na—Nd « (1—ЗО)-10і7 см~3 при температурах 80—300 К. Ока­залось, что положение максимума и форма полосы не зависят от Na—Nd - Это означает, что эффекты экранирования носителя­ми играют гораздо меньшую роль, чем предполагалось в работе [64]. Более того, с точностью до нескольких миллиэлектрон - вольт никакого сдвига положения максимума фотолюминесцен­ции относительно Egx не было обнаружено. Результат согла­суется с теорией сильного электрон-фононного взаимодействия для этого центра с малыми нелинейными членами [130]. Для переходов такого типа нелинейные члены обычно весьма малы [130]. Доказательство существования Cd — О-комплексов в фос­фиде галлия, полученных из наблюдения относительно малого изотопического сдвига бесфононной линии, рассмотрено в ра­боте [89].

Таким образом, глубина ловушки Ее (рис. 3.28) в указанном интервале температур остается постоянной и совпадает с вели­чиной, полученной сначала в работе [91], а затем подтвержден­ной в работе [ПО]. Тщательные исследования теплового расши­рения красной полосы при температурах 80—300 К (которое определяется в основном сильной связью электрона) были ис­пользованы для оценки гауссова расширения спектральной ли­нии, обусловленной экситонными переходами, и дали возмож­ность вычислить форму полосы, связанной с рекомбинацией свободных дырок с локализованными электронами.

Из сравнения с экспериментом следует, что вклад последне­го процесса в спектр люминесценции при 300 К (рис. 3.19) составляет менее ■—10%, а не ^,30%, как в работе [124]. В работе [131] дан упрощенный расчет кинетики электрон-ды - рочной рекомбинации в GaP : Zn,0, основанный на предположе­нии о тепловом равновесии дырок. На основании эксперимен­тальных данных рекомбинация электронов, локализованных на Zn—О-центрах, делится на излучательную и безызлучательную компоненты. В хорошо отожженных образцах, в которых 60% всех рекомбинационных переходов происходит через Zn—О-цен - тры, излучательная и безызлучательная компоненты примерно одинаковы. Следовательно, внутренний квантовый выход со­ставляет ~30%. Для красного света в фосфиде галлия доля вышедшего излучения в( оптимальном случае составляет ~50%

[1756], так что соответствующий внешний квантовый выход ра­вен ~ 15%. Как мы видели, на самых эффективных светодиодах эта величина была почти достигнута (~12 % [102, 154а]). Для более типичных светодиодов из GaP:Zn,0 доля рекомбинации через Zn—О-центр равна ^— 10%, а соответствующий внешний квантовый выход составляет ~2,5% [1216]. Время жизни от­носительно излучательной рекомбинации равно ~1,3 мке и хо­рошо согласуется с более ранними данными [66]. Отжиг при 600 °С по сравнению с отжигом при 500 °С приводит к увеличе­нию времени жизни электронов относительно безызлучательной конкурирующей рекомбинации с 5 до 60 не; кроме того, концен­трация Zn—О-центров увеличивается в 5—6 раз. В результате рекомбинация через Zn—О-центры возрастает в 25 раз.

В работе [95] при оценке аналогичного влияния отжига рас­сматривался только второй из названных эффектов. Ньюмарк [131а] подобрал теоретическую кривую, детально совпадающую с экспериментальными данными [125], для температурной за­висимости времени релаксации красной фотолюминесценции. В отличие от аналогичных результатов, представленных на рис. 3,23, основное внимание уделялось диапазону 40—100 К при высоком уровне возбуждения, когда существует квазиравнове­сие между дырочными СОСТОЯНИЯМИ и можно оценить влияние экранирования. Путем расчета была получена величина Ен = = 27 мэВ в предельном случае отсутствия взаимодействия но­сителей. Экранирование свободными носителями при 100 К в образцах с ND—Na « 5 • 1017 см-3 приводит к уменьшению Eh и (Еа) Zn на 20% относительно предельных значений. В частично компенсированном материале р-типа условная длина экраниро­вания увеличивается от (квТ/4яе2р)'Ь при таких температурах, когда акцепторы полностью ионизованы, до [квТЫл/ /4ne2Nd(Na—А^о)]1/2 при низких температурах, когда степень ионизации пренебрежимо мала и экранирование вызывается изменением заполнения акцепторов. Стерн [ 131в] показал, что, если учитывать неоднородное уширение уровней, которое всегда имеет место в частично компенсированных полупроводниках (разд. 3.3.5), длина экранирования не стремится к нулю при 0 К-

Применение нестационарных спектроскопических методов ис­следования глубоких уровней [121а] к фосфиду галлия с цинком и кислородом [1316] подтвердило, что в материале, пригодном для изготовления диодов, роль Ор как центра рекомбинации для неосновных носителей мала по сравнению с Zn—О-центра - ми. Изолированные атомы Ор захватывают менее 4% неоснов­ных носителей (электронов), в то время как Zn—О-центры за­хватывают 60%. Этот результат согласуется с исследованиями. фотоемкости, проведенными в работе [111], но противоречит

6 Зак, 1243 результатам работы [109], где была получена величина ~37%. В фосфиде галлия p-типа сечение захвата электрона на атом 0Р составляет только 0,3% сечения захвата Zn—О-центра. В ра­боте [1316] обнаружено увеличение скорости выброса электро­нов с Zn — О-ловушек под влиянием факторов, которые свя­заны с профилем распределения неосновных носителей на границе обедненного слоя, и сильного электрического поля в переходе.

Таким образом, по-видимому, нет причин пересматривать результаты, полученные в работах [123,125] с помощью импульс­ной методики, или подвергать сомнению основные принципы предложенной ранее простой кинетической теории. Существуют качественные доказательства, что сила осциллятора для реком­бинационного перехода свободных дырок на комплексы Zn—О того же порядка, что и для переходов на далеких парах. По­следние же, по единодушному мнению исследователей, вносят пренебрежимо малый вклад в излучение при 300 К. Исключе­нием из указанного правила является глубокий донор кисло­рода. Люминесценция, связанная с присутствием кислорода, при 300 К обусловлена главным образом излучательной реком­бинацией свободных дырок на нейтральных донорах [46, 47]. Таким переходам способствуют высокая концентрация свобод­ных дырок при 300 К и отсутствие связанного состояния для дырки на нейтральном центре данного типа [28]. Дискуссия по кинетике рекомбинации была очень полезной. В ходе ее было выяснено большое значение рекомбинации связанных электро­нов и дырок даже при таких температурах, когда тепловая энергия kBT сравнима с энергией связи частиц друг с другом, а также при весьма высокой концентрации свободных носите­лей. Установлено, что в спектрах люминесценции соединений типа AnBVI при высоких температурах [137, 138] рекомбинация свободных экситонов играет более важную роль, чем рекомбина­ция свободных электронов и дырок. То же справедливо для стимулированного излучения при оптической накачке в слабо­легированном арсениде галлия [139].