В работе [235] проведены обширные исследования эволюции спектров люминесценции GaAs при 77 К вблизи края запрещен­ной зоны с ростом интенсивности возбуждения. Цель этих иссле­дований •— установить механизмы переходов в лазерах. Для уп­рощения интерпретации экспериментальных данных использо­валось оптическое возбуждение тонких, однородно легированных образцов. Результаты этой работы, касающиеся изменения энер­гетического положения максимума излучения в условиях гене­рации (или порога генерации) с изменением концентрации при­месей, качественно совпадают с теми, что изображены на рис. 3.37. Важное различие состоит в том, что при концентрациях ниже ~ 1017 см-3 наблюдаются переходы только с одной энер­гией, не зависящей от концентрации примесей. Эта энергия равна 1,497 эВ [235], что на ~16 мэВ меньше ширины запре­щенной зоны в чистом GaAs. Существенные дополнительные сдвиги в область более низких энергий происходят при увеличе­нии уровня оптической накачки выше порога генерации. Сдвиги в область больших энергий, обычно приписываемые заполнению зон [200], не были обнаружены в относительно слабо легирован­ном (с<1018 см-3) некомпенсированном материале. Эти сдвиги, как считают, слишком велики, чтобы их можно было связать с экситонным взаимодействием [235]. Во всяком случае, мелкие экситоны, характерные для GaAs (рис. 3.37), не должны оста­ваться связанными [выражение (3.28)] при высоких концентра­циях оптически возбуждаемых носителей на пороге генерации (~1017 см-3; эта величина практически не зависит от концен­трации примесей в интервале 1014— 1019 см-3). Сдвиги слишком ВЄЛИКИ для переходов с участием доноров (во всяком случа§ мелкие доноры, характерные для GaAs, также не должны свя­зывать электрон благодаря эффекту экранирования [214]), и они происходят слишком быстро, чтобы быть следствием умень­шения запрещенной зоны из-за нагрева кристалла за время им­пульса.

Однако указанные в пользу экранирования аргументы могут не быть столь существенны; об этом говорят результаты экспе­риментальной работы, заключающиеся в том, что в актах ре­комбинации, рождающих краевую люминесценцию, могут преоб­ладать экситонные механизмы, действие которых протекает в значительно более жестких условиях, чем разрешено соотно­шением (3.28), например в GaP : N и сильнолегированном GaP : Zn,0 р-тлпа при 300 К (разд. 3.2.9).

Сдвиги не обусловлены переходами из свободного состояния в связанное с участием акцепторов, которые происходят при меньших энергиях и существенны только при (Na — Nd) > > 1016 см-3. Высказывалось предположение [235], что эти сдвиги обусловлены взаимодействием электрон — дырка — ре­шетка, которое может уменьшить Eg на 16 мэВ при концентра­ции оптически возбуждаемых носителей 1017 см-31). В работе [235] представлено также доказательство, свидетельствующее о том, что наблюдаемые сдвиги могут быть полностью объяс­нены эффектом коррелированного взаимодействия носителей в плазме, который был описан Вольфом [237]:

АЕ = (2,4/г,) (т*/е2) • 13,6 эВ, (3.30)

где fs — отношение расстояния между частицами к боровскому радиусу для примесей; rs « 1 для концентрации электронов в GaAs, равной ~ 1017 см-3.

В работе [139] опровергнут факт существования сдвига ши­рины запрещенной зоны. Оптическое усиление при слабом уров­не сигнала имеет острый максимум, соответствующий энергии, на ~10 мэВ меньшей, чем ширина запрещенной зоны очищен­ного GaAs при 2 К, причем максимум не сдвигается при изме­нении мощности накачки (при этом отсутствует какое-либо уси­ление при энергиях, равных или больших ширины запрещенной зоны). Напротив, максимум люминесценции сдвигается в об­ласть еще более низких энергий при увеличении длины области возбуждения лучом лазера при постоянной плотности падающей мощности. Спектр спонтанной люминесценции соответствует уширенному спектру, показанному на рис. 3.39 (полученному при высоких уровнях оптической накачки). При этом пики вы­нужденного излучения появляются со стороны меньших энергий в области слабого спонтанного излучения.

^ Об аналогичных эффектах сообщалось для ІпР в работе [236],

Таким обрааом, сдвиг в область меньших энергий может быть обусловлен возможностью превышения порога в области хвоста спектра усиления, а не реальным уменьшением ширины запрещенной зоны. Это смещение связывают с насыщением про­цесса усиления. Состояния связанного экситона не полностью экранированы свободными носителями, возбужденными светом. Процесс рекомбинации, приводящий к усилению стимулирован­ного излучения, должен становиться собственным, когда насы­щается процесс, который происходит при участии связанных эк­ситонов и характеризуется большим усилением; тогда, вероятно, идет излучательная оже-рекомбинация при участии взаимодей­ствующих свободных экситонов (т. е. это двухэлектронный пере­ход с участием свободного экситона, который был впервые пред­ложен для CdS [238]). Однако такое экситон-экситонное взаи­модействие давало бы сдвиг максимума стимулированного излучения в область меньших энергий при увеличении напряжен­ности магнитного поля. Этот вывод противоречит результатам, полученным на очень чистом GaAs и на CdSnP2 п-типа: в них наблюдался сдвиг в область больших энергий, пропорциональ­ный^ + »с)1/2> где ®р июс — плазменная и циклотронная частоты

[209]. При таких полях, когда сор « о)с, или Н « 4л(4лпт*)'12, где п — концентрация возбужденных носителей, ожидается и происходит тушение стимулированного излучения. Для типич­ных условий в GaAs это происходит при Н ~ 45 кГс.

Большой интерес вызвала интерпретация энергетического спектра усиления стимулированного излучения, полученного из спектров фотолюминесценции с помощью целого ряда хитроум­ных способов [197]. Однако тут еще много проблем; например, в настоящее время нельзя с помощью какого-либо механизма интерпретировать спектры сильно возбужденного GaP : N, полу­ченные в работе [198].

В работе [238а] еще раз подробно изучены усиление и спектры люминесценции GaAs р-типа высокой чистоты. Было также использовано мощное импульсное возбуждение азотного лазера. При этом особое внимание было обращено на то, что люминесценцию следует собирать в плоскости поверхности кри­сталла под углом 90° к направлению распространения возбуж­дающего света для того, чтобы снизить до минимума искажение спектров, связанное с прохождением испускаемых фотонов че­рез область, где происходит усиление. Измерения зависимости оптического усиления от энергии кванта и мощности возбуж­дения были выполнены методом, при котором изменяется длина области возбуждения [139]. Помимо некоторых особенностей, наблюдаемых при малом уровне спонтанной люминесценции (рис. 3.43, вставка), спектры при высоких уровнях возбуждения

содержат два пика (А и В), отсутствующие при слабом воз­буждении.

Спектры, изображенные на рис. 3.43, были записаны при очень большой длине области возбуждения; при меньших дли­нах пик В быстро сдвигается в область больших энергий, про­ходя через пик А, и заканчивает свое перемещение около свя­занного с ним пика в спектре усиления, лежащего при очень малых длинах области возбуждения и при энергии кванта, рав­ной 1,5115 эВ. Пик люминесценции А наблюдается довольно ста­бильно при энергии 1,5108 эВ; это положение максимума соот-

ветствующей полосы в спектре усиления. Значения энергии ука­заны для уровней возбуждения / — 6,6 /о, что соответствует ~30 кВт/см2. Таким образом, в отличие от полосы А эффект усиления, связанный с В, быстро насыщается с ростом длины области возбуждения. Этот процесс доминирует при более вы­соких температурах (рис. 3.44), и ему соответствует максималь­ное усиление — 1500 см-1 при температуре в криостате, равной 2 К, как и ожидалось для процесса прямой электронно-дырочной межзонной рекомбинации [247]. Из анализа формы линии сле­дует, что в горячей плазме нет сохранения квазиимпульса при оптическом переходе (разд. 3.3.7); эффективная температура, найденная из хвоста линии в области больших энергий, полу­чается высокой — вплоть. до 70 К. Сохранение квазиимпульса

достигается путем многократного возбуждения электронов и ды­рок в плазме [237а]. Быстрый сдвиг пика люминесценции В в область меньших энергий с ростом / можно объяснить только уменьшением ширины запрещенной зоны в плотной электронно­дырочной плазме по сравнению с шириной запрещенной зоны в одноэлектронном приближении. Это уменьшение сохраняется вплоть до 300 К- Максимальный коэффициент усиления для «уширенного» процесса при переходе зона — зона при 77 К ра­вен — 300 см-1. Считают, что пик люминесценции А, который характеризуется максимальным коэффициентом усиления, при­близительно в 10 раз меньшим при / = 222 /о, обусловлен экси - тон-электронным рассеянием — процессом, который обсуждался также для CdS [238]. Этот процесс ослабляется при увеличении температуры за счет термической диссоциации свободного экситона. /'

По форме хвоста асимметричной полосы люминесценции в длинноволновой области получаются разумные значения эффек­тивной температуры экситон-электронной системы (~5—10 К)- Порог в коротковолновой области для спонтанного излучения лежит вблизи Eg — Ех, а не Eg — 2Ех, как ожидается для экси - тон-экситонного рассеяния, хотя последний может давать вклад в стимулированное излучение. Напротив, в работе [238в] для объяснения главной полосы излучения при средних уровнях воз­буждения отдается предпочтение процессу экситон-экситонного рассеяния, поскольку имеется необходимое соответствие между этим механизмом и видом хвоста полосы в длинноволновой об­ласти. В работе [238а], однако, утверждается, что с равным ус­пехом эта форма совпадает и с той, которая должна быть в слу­чае экситон-электронного процесса. В работе [238в] отмечается, что целый ряд эффектов затрудняет подгонку формы кривой вблизи порога в коротковолновой области при Eg — 2Ех — в об­ласти, на которую обращают особое внимание авторы работы [238а] при анализе спонтанного излучения. Изменения в спектре при приложении электрического поля согласуются с этим пред­положением, но являются и доказательством того, что при этом происходит увеличение вклада экситон-электронного про­цесса.

В работе [238а] показано, что форма спектра спонтанного излучения может быть получена только в том случае, если при нимать в рассмотрение оба процесса, причем экситон-электрон - ный процесс должен становиться преобладающим при переходе к большим уровням возбуждения. Эти противоположные точки зрения только подчеркивают то, что сейчас еще довольно рано вносить определенные суждения относительно этих сложных яв­лений, которые в настоящее время являются объектами спек­троскопических исследований целого ряда лабораторий.

Природа лазерных переходов в прямозонных полупроводни­ках рассмотрена также в работе [238г], из которой взяты дан­ные, приведенные в табл. 3.3. В настоящее время широко при-

знано, что излучательные переходы при низких температурах образца идут в соответствии с распределениями разогретых электронно-дырочных пар и экситонов как при средних, так и при высоких уровнях возбуждения. Специальные меры могут быть предусмотрены для того, чтобы свести к минимуму эффекты разогрева, как это сделано в работе [2386], посвященной бозе - конденсации экситонов в CdSe при возбуждении ультракорот­кими импульсами лазера с модулированной добротностью.

Эти наблюдения согласуются с многочастичным подходом к рекомбинации взаимодействующих электронов и дырок, впер­вые предложенным Басовым, Богданкевичем, Гончаровым, Лав - рушкиным и Судзиловским [239]. Джонсон [209] выдвинул тео­рию электронного газа, в которой изменение ширины запрещен­ной зоны объясняется электронно-плазменным взаимодействием, изменяющим среднюю собственную энергию, вычисленную в при­ближении случайных фаз в интервале параметра плотности 1 < rs < 5 (такие значения, очевидно, он принимает для полу­проводниковых лазеров). Сдвиг максимума в длинноволновую область с ростом уровня возбуждения связывается с увеличе­нием нулевой энергии электронно-дырочной плазмы.

Джонсон также подвергает сомнению энергетический спектр оптического усиления малого сигнала, полученный в работе [139], на том основании, что нельзя получить однородную оп - * тическую накачку прямозонных полупроводников внутри боль­ших областей, в которых бы не проявлялись дифракционные эффекты, усложняющие картину. Он полагает, что некоторые особенности, наблюдаемые иногда в этих спектрах усиления, мо­гут возникать из-за усиления узких линий люминесценции, исхо­дящих из периферических, слабо возбужденных областей полу­проводника, связанных с широкополосным процессом в непо­средственно освещенной области, где коэффициент усиления достиг одинакового уровня насыщения. Если это так, то воз­можно, что спектр усиления имеет одинаковую форму для всех прямозонных полупроводников, как этого требует механизм мно­гоэлектронного взаимодействия.

Эти экспериментальные проблемы рассмотрены в работе [238а], в которой действительно найдено, что описанный выше межзонный процесс В идет преимущественно вблизи возбужден­ной светом поверхности, где концентрация свободных носителей максимальна. Процесс А, как предполагается, преобладает на большей глубине, тогда как процесс, в котором участвует свя­занный с нейтральным акцептором экситон (Л, X), все еще доста­точно сильно проявляется при высоких уровнях возбуждения (рис. 3.43) и, по-видимому, идет в основном вблизи края про­странственного распределения возбужденных светом носителей, г^е их плотность мала и где возможно образование экситонов

[выражение (3.28)]. Экситонные процессы будут также преоб ладать в рекомбинации в самом начале и в самом конце образо вания и спада плотности носителей, генерированных коротким импульсами света. Такие эффекты можно проанализировав с помощью стробоскопической спектроскопии с достаточно высо ким разрешением по времени [2386].

При очень высоких уровнях возбуждения полагают, что пер выми насыщаются прямые рекомбинационные процессы, и спект коэффициента усиления объясняется с помощью оже-рекомби нации в плазмонах [240]. Такие процессы, по-видимому, невоз можны для пороговых условий появления стимулированного из лучения в GaP : N [198, 241] и GaP : Zn,0 [241]. Очевидно, в этих случаях уровень возбуждения недостаточен для экрани­рования взаимодействия носителей с глубокими ловушками. Крессел и др. [242] при исследовании спонтанных и лазерных спектров двойных гетеропереходов р+ — п — п+ лазерных диодов также пришли к выводу, что спектр спонтанной люминесценции •не смещается при увеличении уровня инжекции, но расширяется в длинноволновой области. Они предположили, что, согласно модели взаимодействия, предложенной Басовым и др. [239], для объяснения сужения запрещенной зоны следует ввести новый хвост плотности состояний разрешенной зоны, который связан с локальными флуктуациями кулоновского поля, возникающими 'вследствие вероятностной природы взаимодействия между носи­телями.

Подобный эффект рассмотрен Доу и Редфилдом [244] для легированного материала. В работе [240] сделано предположе­ние, что, кроме увеличения межзонного коэффициента усиления, эти эффекты взаимодействия создают возможность процессов усиления при меньших энергиях, которые при низких темпера­турах представляют собой боковую полосу, связанную с плаз­монами, а при высоких — самоиндуцированный хвост полосы, удовлетворяющий правилу Урбаха. Последний процесс преоб­ладает при температурах, близких к комнатной, и дает в случае GaAs коэффициенты усиления, лежащие в диапазоне 10— 100 см-1; эти значения соответствуют процессу В, рассмотрен­ному выше. Теория флуктуации плазмонов объясняет, почему порог при комнатной температуре не чувствителен к легирова­нию вплоть до концентраций, равных 1018 см-3, и почему пик лазерного излучения отстоит на 20—30 мэВ от максимума спектра спонтанной люминесценции даже при 300 К [242, 242а]. Данные, взятые из рис. 1 работы [242а], должны быть изменены в соответствии с новым значением ширины запрещенной зоны GaAs при 300 К [222д]. Тогда энергия перехода в лазере остается в грубом приближении одинаково сдвинутой в область меньших энергий по сравнению с шириной запрещенной зоны,

Состояние электронно-дырочной плазмы в GaAs очень по­хоже на состояние плазмы в Si и Ge. Существенное различие состоит в том, что в GaAs средняя энергия частиц ненамного меньше энергии связи свободного экситона, поэтому конденса­ция в электронно-дырочные капли невозможна [244а] в противо­положность хорошо теперь известным эффектам в Si и Ge [2446]. В спектрах, снятых при выводе излучения с торца пря­моугольных светодиодов, изготовленных из прямозонных мате­риалов, иногда появляются духи, расположенные при малых энергиях. Это явление впервые обсудили Капп и Биард [245]; на них обратили также особое внимание Крессел и др. [242].

Кроме изложенного выше, Холоньяк и др. [246] сообщили, что вклады в переходы зона — зона и зона — акцептор (свобод­ные — связанные) можно различить по спектрам спонтанного излучения GaAs р-типа вплоть до Na— Nd «2-Ю18 см-3. Это подтверждает ту точку зрения (рис. 3.37), что все переходы кон­чаются на уширенных акцепторных состояниях в материале р-типа. Генерация происходит главным образом на переходах зона — зона при Na — Nd 2-1017 см-3 и на переходах зона — акцептор при Na — Nd 1,5-Ю18 см-3, т. е. последние преобла­дают в эффективных светодиодах с обычным уровнем легиро­вания (рис. 3.35).