В начале разд. 3.0 мы уже говорили о том, что нет такого бинарного прямозонного полупроводника, который имел бы до­статочно большую запрещенную зону, позволяющую испускать

в результате электролюминесценции свет видимого диапазона, и в котором можно было бы создать электрически эффективный р — я-переход. В качестве примера прямозонного полупровод­ника рассмотрим арсенид галлия — полупроводник, испускаю­щий излучение в ближнем инфракрасном диапазоне в виде от­носительно узкой спектральной полосы с шириной на половине интенсивности ~75 мэВ и с максимумом, лежащим при 300 К в диапазоне энергий ~ 1,40— 1,45 эВ. Энергетическое положе­ние максимума излучения очень сильно зависит от уровня ле­гирования; этот максимум может быть расположен даже ниже (чем указано) в случае GaAs, сильно легированного Si (разд. 4.2). На основании теоретического рассмотрения в разд. 3.1 следует ожидать, что скорость излучательной реком­бинации при переходах с изменением энергии, близким к ши­рине запрещенной зоны (так называемая краевая люминесцен­ция), велика, так как конкурирующие процессы рекомбинации на глубоких состояниях должны быть значительно менее суще­ственны, чем в типичном непрямозонном полупроводнике. Дру­гие причины различия в спектрах прямозонных и непрямозон­ных полупроводников становятся понятны, если сравнить люми­несценцию очищенных нелегированных или оптимально леги­рованных (для светодиодов) GaAs и GaP, например, при тем­пературе жидкого гелия, когда четко выявляются детали спе* тров. Краевая люминесценция GaAs лежит в относительно уз­ком диапазоне энергий, поскольку бесфононные переходы с уча­стием связанных экситонов, переходы на донорно-акцепторных парах и другие переходы являются сильными. Наблюдаются лишь относительно слабые фононные повторения линий вслед­ствие переходов, идущих главным образом в результате взаимо­действия с продольными оптическими фононами, с которыми связано макроскопическое флуктуирующее электрическое поле. Как мы уже видели в разд. 3.2, в непрямозонных полупровод­никах на взаимодействие с фононами оказывают влияние дру­гие факторы, в частности требование сохранения квазиимпульса. В результате этого ослабляются бесфононные рекомбинацион­ные процессы и краевая люминесценция «размазывается» по большему диапазону энергий. Конечно тогда, когда доминирую­щей является люминесценция, обусловленная переходами на глубокие уровни, различие, связанное с законом сохранения ква­зиимпульса, становится пренебрежимо малым и ширина полосы люминесценции, соответствующей данному типу центров, больше у полупроводника, имеющего большую константу взаимодей­ствия с фононами (независимо от типа структуры зон — с пря­мыми или непрямыми переходами). Константа взаимодействия с фононами выражается через фактор Дебая — Уоллера, опре­деляемый из энергетического сдвига между взаимно смещен-

ными пиками люминесценции и полосами оптического поглоще­ния для конкретного центра. Для заданного типа центра этот сдвиг увеличивается с увеличением ионной связи в кристалле. Детальное описание этих эффектов можно найти в работах [113, 114].

Подробное обсуждение оптических свойств GaAs мы начнем с наиболее важного отличия его от GaP. Это отличие заклю­чается в четкости проявления эффектов, связанных с делокали - зованными примесными состояниями — примесными зонами, ме­таллическим типом проводимости и определяющим влиянием квантового характера статистики носителей заряда при запол­нении зон, в особенности при низких температурах. Все эти эф­фекты сильнее проявляются в материале п-типа и связаны с исключительно малым значением эффективной массы элек­трона. Однако при относительно низких температурах в сильно­легированных, сильнокомпенсированных материалах все еще можно наблюдать эффекты, подобные донорно-акцепторным па­рам. Мы рассмотрим модели заполнения зон и туннельных из - лучательных переходов для того, чтобы объяснить поведение спектров типичных светодиодов из GaAs при Т ^ 77 К; мы по­кажем, что последний из указанных механизмов, как сейчас по­лагают, является преобладающим в р— «-переходах с двумя предельными случаями распределения примесей: резким асим­метричным и линейным. Затем мы рассмотрим механизмы крае­вой люминесценции сначала для слаболегированного GaAs при низких температурах. Эти механизмы аналогичны механизмам в GaP, за исключением того, что люминесценция, обусловленная свободными экситонами, более существенна. И здесь люминес­ценция, возникающая при участии связанных экситонов, донор­но-акцепторных пар и при переходах носителей из свободного в связанное состояние, позволяет получить точные оценки энер­гий основных мелких доноров и акцепторов. Спектры могут быть использованы для химического анализа этих примесей, хотя они и не содержат тонкой структуры, связанной с донорно - акцепторным взаимодействием. Переходы зона — зона преобла­дают при 300 К в высококачественном GaAs «-типа. В мате­риале р-типа также могут быть видны переходы зона — акцеп­тор (вплоть до очень высоких уровней легирования — порядка 1019 см-3). Теперь ясно, что и для люминесценции слаболегиро­ванного материала необходимо учитывать уменьшение ширины запрещенной зоны, обусловленное взаимодействием многих ча­стиц, если степень возбуждения достаточно высока для получе­ния лазерной генерации. В лазере были выделены два процесса усиления. Один из них включает электронно-дырочную рекомби­нацию с учетом уменьшения ширины запрещенной зоны, но без учета сохранения квазиимпульса, как этого следует ожидать

при очень высоких уровнях возбуждения или в очень сильно легированном материале. Другой процесс, доминирующий при температуре жидкого гелия, очевидно, содержит экситон-элек - тронное неупругое рассеяние. Особенностью краевой люминес­ценции прямозонных полупроводников является сильное иска­жение спектра, которое может быть связано с внутренним по­глощением света. Последнее представляет собой проблему для светодиодов с глубоким залеганием р — «-переходов. Мы уви­дим, что свойства GaAs, легированного Si, дают преимущества для эффективного вывода света. Если самопоглощение учтено или сведено к минимуму, квантовый выход краевой люминес­ценции по оценкам достигает 50% и более даже при 300 К. Это в 20 раз больше, чем для оптимально легированного GaP : N (разд. 3.2.12). Ниже мы покажем, что в GaAs процессы оже-ре - комбинации значительно менее важны, чем в GaP.