Арсенид галлия, как и многие другие прямозонные полупро­водники с меньшей запрещенной зоной (от средней до узкой), характеризуется относительно небольшой эффективной массой дырок (~0,47 то) и очень малой эффективной массой электро­нов (~0,067 то). Вследствие этого, а также вследствие боль­шой диэлектрической проницаемости (12,5) энергии ионизации примесей в GaAs очень малы. Они составляют для доноров ~6 мэВ, почти не зависят от вида доноров [214, 215] и близки к значениям, вычисленным с помощью выражения (2.4). Для ряда акцепторов энергии ионизации лежат в пределах 20— 40 мэВ (табл. 3.2). Оптимальные значения квантового выхода люминесценции соответствуют концентрациям доноров и акцеп­торов порядка Ю18 см-3 (рис. 3.35). При этих концентрациях до­норы полностью ионизированы при любых температурах, по­скольку образуется хвост плотности состояний зоны проводи­мости (разд. 2.11.2). Акцепторные уровни образуют широкую примесную зону, которая также сливается с валентной зоной.

Причины того, почему относительно острый максимум кван­тового выхода люминесценции GaAs и-типа имеет место при концентрации примеси -—-2 • 1018 см-3, рассмотрены в работе [178]. Оказывается, что в этом случае играют роль и положе­ние, и наклон края поглощения, на которые оказывают влияние эффекты образования хвостов зон, обсуждаемые в данном раз­деле (см. также рис. 3.47), и величина времени жизни дырок, И процессы поверхностной рекомбинации, и перепоглощение лю­минесценции (рис. 3.46). Излучательное время жизни мини­мально вблизи концентрации доноров 1,5-1018 см-3. Это обус

ловлено процессами формирования хвостов зон и влиянием сте­пени легирования на положение уровня Ферми электронов. Дан­ный случаи отличен от случая слаболегированного невырожден­ного GaAs, в котором излучательное время жизни обратно про­порционально концентрации доноров; это следовало ожидать, поскольку сила осциллятора процессов рекомбинации, связан­ных с мелкими донорами в прямозонных полупроводниках, ве­лика [179].

Квантовый выход электролюминесценции из л-области диф­фузионных светодиодов из GaAsi-^P^ оптимален при ND — NA іа fa 1017 см~3 [180]; это значительно ниже, чем для GaAs или для катодолюминесценции GaAsi^P*. Различие частично может быть связано с тем, что большая доля электролюминесценции выходит из p-области. В работе [143] проведено сравнение ус­ловий оптимизации параметров светодиодов из GaAs и GaAsi-*P* включая и профили диффузии. В работе [181] рас­
смотрено применение метода жидкостной эпитаксии для изго­товления светодиодов.

Форма хвостов зон оказывает существенное влияние на по­ведение светодиодов и инжекционных лазеров из арсенида гал­лия. Спектры поглощения (рис. 2.7) вполне удовлетворительно объясняются с помощью простой экспоненциальной формы хво­стов [выражение (2.14)], хотя иногда гауссово распределение

dN (Е) = const • [exp (Е/Ео)2] dE (3.27)

лучше описывает экспериментальные данные [182]. Наклон экс­поненциального хвоста уменьшается с увеличением температуры в некомпенсированном сильнолегированном арсениде галлия,, что согласуется с правилом Урбаха и объясняется прямыми пе­реходами с участием фононов (антистоксовский сдвиг) [183].. Этот наклон, однако, практически не зависит от температуры в сильнолегированном, почти полностью компенсированном ар - сениде галлия [184]. Этот результат можно объяснить, предпо­ложив, что хвост поглощения связан с туннельными переходами между разными потенциальными ямами, образованными флук­туациями концентрации ионизированной примеси (эффект Фран­ца— Келдыша [185]).

Расчеты, основанные на том представлении, что флуктуации энергии в хвосте отражают флуктуации потенциальной энергии при случайном распределении концентрации примеси, приводят к гауссову распределению [выражение (3.27)] [186, 187]. Лэкс и Гальперин [188] считают, что плотность состояний в хвосте может изменяться как ехр (Е/Е0)х, где х лежит в пределах 7г — 2, что зависит от таких параметров, как концентрация при­меси, эффективные массы, диэлектрическая проницаемость, ко­торые в данном случае влияют на длину экранирования. Резуль­таты экспериментов, проведенных на различных структурах, сви­детельствуют о необходимости разных теоретических подходов

[189] .

Исследования формы линии люминесценции при низких тем­пературах в сильнолегированном некомпенсированном Ge «-типа

[190] показали, что хвост зоны проводимости простирается зна­чительно ниже, чем донорный уровень, в областях, где появ­ляются скопления ионизированных доноров. Для хвоста плот­ности состояний использовалась форма Лифшица (« = 3/г), ко­торая пригодна тогда, когда отклонения от случайного распре­деления примесей в компенсированном кристалле обусловлены главным образом взаимным отталкиванием между центрами с одинаковым зарядом [191]. Хвост валентной зоны прости­рается вплоть до акцепторных уровней, где он обрезается (рис. 2.6, б), поскольку энергия связи дырок максимальна там, где концентрация ионизированных доноров очень мала. Излу - чательный переход является переходом из свободного состояния в связанное (разд. 3.2.2), и электроны, участвующие в перехо­дах, отбираются из параболической области зоны проводимости. Излучательная рекомбинация с участием хвостов зоны проводи­мости существенна только в компенсированном Ge [192а, 1926].