Плотность состояний в примесном хвосте валентной зоны значительно больше, чем в хвосте зоны проводимости, из-за большого отношения rnhjm*e в GaAs [выражение (2.1)]. В хво­сте зоны проводимости в вырожденном GaAs находится лишь малая доля электронов, чего нельзя сказать о дырках [199]. Наибольшая доля всех переходов при люминесценции идет с участием электронных состояний вблизи квазиуровня Ферми (рис. 2.1), где плотность состояний велика. Поэтому с увеличе­нием концентрации доноров максимум самой коротковолновой полосы люминесценции, которая является преобладающей при высоких уровнях возбуждения, перемещается к энергиям, пре­вышающим Eg, благодаря эффекту заполнения зоны [200] (сдвиг Бурштейна — Мосса) [201] (рис. 3.37). Это перемеще­ние происходит более медленно, чем смещение квазиуровня Ферми. Однако при увеличении степени легирования материала ^-типа наблюдается обратный эффект. Он связан с сужением запрещенной ' зоны вследствие образования примесной зоны вблизи сравнительно глубоко лежащего акцепторного уровня. На спектральной полосе люминесценции появляется плечо, ко­торое перемещается в область больших энергий с ростом леги-

У кристаллов п-типа изменяется как квазиуроаеиь Ферми для электронов. У кри­сталлов /З'Типа величина обусловлена переходами с участием донорно-акцепторных

рования и положение которого определяется положением квази - уровня Ферми для дырок (рис. 3.37).

К свойствам электролюминесценции в GaAs вблизи края за­прещенной зоны, которые свидетельствуют в пользу модели за­полнения хвостов зон, относятся: насыщение спада спектраль­ной кривой в области малых энергий фотонов, сдвиг максимума с ростом степени возбуждения (тока диода) из-за увеличения энергии, при которой происходит спад пика в области больших энергий, а также увеличение крутизны спада полосы в области больших энергий при уменьшении температуры [200]. Для р — /г-переходов с линейным распределением примесей, когда справедлива модель заполнения зон, энергия, соответствующая положению максимума спектра, связана с приложенным к диоду напряжением смещения соотношением hv = eVв ± eVo, где обычно У о Ю мэВ; оно справедливо иногда в диапазоне из­менения hv, большем 0,1 эВ (рис. 3.38, а). Вольт-амперная ха­рактеристика не зависит от температуры. Это объясняется, как считают, тем, что инжекция включает туннельные переходы элек­тронов сквозь р—п-переход через состояния в донорном хвосте зоны проводимости. Максимум спектра люминесценции обуслов­лен переходами с квазиуровня Ферми Fn для инжектированных

электронов в р-области р — «-перехода на квазиуровень дырок, находящийся ниже F„ на величину, равную eVe (рис. 2.1). Экспоненциальная форма хвоста спектра в области низких энер; гий (рис. 3.38, а) согласуется с выражением (2.14). Найдено, что интенсивность излучения для р — «-переходов с линейным распределением примеси изменяется экспоненциально с прило­женным к диоду напряжением, причем показатели экспоненты различны для энергий выше и ниже ~ 1,4 эВ [202].

Исследования интерференции испускаемого излучения сви­детельствуют о том, что излучающий слой является узким: ши­рина его гораздо меньше 1000 А для малых напряжений смеще­ния. Однако при большом смещении интерференции не наблю­далось. В работе [202] высказано предположение, что, хотя в спектрах, наблюдаемых при больших напряжениях на р — п - переходах, слабо смещающийся максимум связан с моделью за­полнения зон, при малых напряжениях на р — n-переходе играет роль другой механизм — механизм туннельной излучательной рекомбинации. В этом случае максимум излучения быстрее сме­щается с ростом напряжения Vв.