2. Мономолекулярне світіння твердих тіл

Мономолекулярної випромінювання твердих тіл має місце в тому випадку, коли поглинання і випромінювання світла проходить всередині домішкового центру.

Спектри люмінесценції твердих тіл, тобто залежність інтенсивності світіння від енергії фотона який випромінився або довжини хвилі, відрізняються від відповідних спектрів ізольованих атомів домішки двома основними характеристиками. По-перше, випромінювання твердих тіл спостерігається зазвичай у вигляді широких смуг і, по-друге, їх спектр люмінесценції, як правило, зміщений в бік напрямку довгих хвиль порівняно зі спектром поглинання, тобто енергія яка випромінюється меньша, ніж та яка поглинається. Різницю цих двох енергій називають «зміщенням Франка–Кондома». Ці особливості оптичних властивостей твердих тіл зобов'язані своїм походженням взаємодії центру свічення з полем кристалічної гратки. При взаємодії центру з найближчим оточенням його потенційна енергія складається з кулонівського притягання, обмінного взаємодії і Ван-дер-Ваальсівського притягання. В результаті цих сил взаємодії атомні рівні домішки основного і збудженого станів в кристалічній гратці будуть квазімолекулярними, як показано на рис. 12.1.

При такій ситуації можливе поглинання світла домішковим центром, в результаті якого електрон з основного рівня перейде на збуджений Мимовільний зворотний перехід електрона зі збудженого рівня центру на основний буде супроводжуватись випромінюванням. Якщо врахувати заповненість коливальних рівнів електронами в основному і збудженому станах, то сукупність відповідних фотонів утворює смуги поглинання і випромінювання, які на рис. 12.1 зображені на осі ординат - шкалою енергії. Тривалість такої люмінесценції твердого тіла визначатиметься часом життя електрона в збудженому стані центру. Воно постійно, не залежить від зовнішніх факторів і, зокрема, для дипольного випромінювання атомів становить приблизно с.

3. Рекомбінаційне випромінювання напівпровідників при фундаментальних переходах

При збуджені напівпровідника, що створює електронно–діркові пари, рекомбінаційне випромінювання може виникнути при безпосередній рекомбінації вільних електронів і вільних дірок, при анігіляції екситону, а також при рекомбінації вільних електронів і вільних дірок через рекомбінаційні пастки, які виступають тут як центр світіння. Спочатку розглянемо фундаментальні переходи, при яких зміна енергії дорівнює ширині забороненої зони або близька до неї.

1. Прямі переходи «зона провідності - валентна зона»

У напівпровіднику з прямою забороненою зоною поглинання світла супроводжується утворенням вільного електрона і вільної дірки, хвильові вектори яких однакові ( = ). Після процесу поглинання світла вільні носії заряду, які утворилися, зазнають розсіяння в результаті чого за час релаксації електрон опускається на дно зони провідності, а дірка піднімається до стелі валентної зони. Такий стан між вільними носіями заряду і кристалічною граткою встановлюється за час близько с. Пряма рекомбінація вільного електрона і вільної дірки з випромінюванням фотона найбільш ймовірна, якщо після процесу релаксації хвильові вектори електрона і дірки будуть однакові (рис. 12.2).

У цьому випадку, як і при відповідних процесах поглинання, спектр випромінювання описується виразом

, (12.1)

де B - постійна.

З цієї формули випливає, що випромінювання при рекомбінації вільних носіїв заряду повинно мати поріг з боку низьких енергій при (рис. 12.3, крива 3). При збільшенні температури, а також при зростанні енергії збудження заповнює більш високі стани в зоні провідності. Це зумовить випромінювання при більш високих енергіях фотонів, що приводить до появи в спектрі люмінесценції високоенергетичного «хвоста».

На прикладі прямої випромінювальної міжзонної рекомбінації на рис. 12.3 представлений спектр фотолюмінесценції n-типу з різним рівнем легування. Зміщення максимуму випромінювання і його високоенергетичного краю в бік великих енергій фотонів при зростанні легування обумовлений зміщенням рівня Фермі в зону провідності.