Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Усиление акустических волн дрейфом носителей в пьезополупроводниках и влияние ультразвука на оптические свойства полупроводников - 8
1 - Линейный режим акустоэлектронного усиления.. - 8 2 - Нелинейный режим акустоэлектронного усиления - 14
3 - Акустическая неустойчивость - 17
4 - Рассеяние Манделынтама-Бриллюэна - 20
5 - Экситоны и эффекты сильного оптического возбуждения в полупроводниках - 22
Глава II - Методика эксперимента - 30
1 - Установка для исследования акустоэлектронных и электронных свойств полупроводников оптическими методами - 30
1.1 - Общее описание установки - 32
1.2 - Криостат - 33
1.3 - Оптические схемы освещения образца и сборавторичного свечения...; - 35
1.4 - Двойной монохроматор - 42
1.5 - Регистрирующая система - 44
1.6 - Генератор высоковольтных импульсов - 54
2 « Методика приготовления и характеристики образцов -56
Глава III - Исследование оптическими методами акустоэлектронного усиления продольных акустических волн в диапазоне 50 ГГЦ В 0*3 - 67
1 - Оценка возможности усиления акустических волн в диапазоне 50 ГГц и особенности эксперимента - 67
2 - Спектры рассеяния Манделыптама-Бриллюэна... - 69
3 - Исследование линейного участка акустоэлектронного усиления продольных АВ с частотой 42 ГГц - 76
4 - Исследование нелинейного режима акустоэлектронного усиления продольных АВ с частотами 42 ГГц - 89
5 - Оценка абсолютной интенсивности акустических волн, усиленных дрейфом носителей в Col при 62 К - 92
Глава IV- Индуцированное эффектом франца-келдыша акустоэлектронное усиление и вторичное свечение в CdS -116
1 - Экспериментальные результаты -116
2 - Модель акустоэлектронного усиления с учетом эффекта Франца-Келдыша -124
3 - Образование ЭДП в условиях акустической неустойчивости w насыщение индуцированного эффектом Франца-Келдыша акустоэлектронного усиления -131
Глава V - Контролируемое столкновениями рассеяние света свободными электронами в полупроводниках . -148
1 - Рассеяние света полупроводниковой плазмой (обзор) -148
1 - Рассеяние света полупроводниковой плазмой в бесстолкновительном режиме -150
2 - Рассеяние света свободными носителями в полупроводниках с учетом частых столкновений.. -153
3 - Рассеяние света генерационно-рекомбинационным шумом в плазме полупроводника - 156
2 - Экспериментальное исследование контролируемого столкновениями рассеяния света свободными электронами в полупроводниках и влияние на него внешнего электрического поля... 156
3 - Рассеяние света на генерационно-рекомбинаци»онном шуме. Эксперимент - 173
3аключение - 176
Литература - 179
- Рассеяние Манделынтама-Бриллюэна
- Методика приготовления и характеристики образцов
- Исследование линейного участка акустоэлектронного усиления продольных АВ с частотой 42 ГГц
- Образование ЭДП в условиях акустической неустойчивости w насыщение индуцированного эффектом Франца-Келдыша акустоэлектронного усиления
Введение к работе
Интенсивное развитие народного хозяйства стимулирует поиск и исследование новых физических явлений и новых материалов, обладающих заданными свойствами.В част но сти,прогресс в электронике требует расширения диапазонов частот и мощностей усиливаемых и генерируемых электрических,акустических и оптических сигналов,разработки новых перспективных методик измерения и контроля параметров полупроводников.
Исследование акустоэлектронного взаимодействия является актуальной задачей, так как решение ее дает много ценной информации о свойствах самих полупроводников, механизмах взаимодействия акустических волн со свободными носителями, кроме того, на базе физических явлений, сопровождающих такое взаимодействие, могут быть построены уникальные приборы и устройства.
В последнее время, пожалуй, большую актуальность приобрела проблема сильновозбужденных полупроводников, а именно: изучение перехода Мотта в системе неравновесных носителей, исследование процесса образования электронно-дырочной жидкости и ее свойств. Анализ этих задач затрагивает такие важные разделы физики твердого тела, как проблема многих тел, неравновесные фазовые переходы и т.д.
На основании вышесказанного нам показалось интересным провести исследование взаимного влияния акустоэлектронных и оптических явлений.
Целью настоящей работы является исследование оптическими методами акустоэлектронных и электронных явлений в пьезополупроводниках, возникающих при использовании экстремально высоких электрических полей и интенсивностей возбуждения также изучение взаимного влияния акустоэлектронных и оптических явлений на физические процессы в GAS.
Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы.
Первая глава носит обзорный характер. В ней дано краткое введение в физическую картину акустоэлектронного усиления и показаны причины, накладывающие ограничения на частотный диапазон генерируемых акустических волн (АВ) в области 5 ГГц в CdS . Затем рассматриваются оптические явления, с помощью которых можно детектировать звук в твердых телах, а именно: рассеяние Манделыптама-Бриллюэна (РМБ), экситонная люминесценция и рекомбинационное излучение электронно-дырочной плазмы.
Во второй главе изложены методические особенности экспериментальной работы. Дано описание импульсного высокочувствительного спектрометра и его основных узлов, приведены характеристики чувствительности, паразитной засветки, разрешающей способности. Описана технология приготовления образцов из монокристаллов CdS э особое внимание уделено изготовлению прозрачных омических контактов. Обсуждаются эксперименты по исследованию основных параметров кристаллов, таких как подвижность, концентрация и время жизни свободных носителей.
Третья глава посвящена обнаружению и исследованию методом 180°-РМБ усиленных дрейфом носителей акустических волн в диапазоне 50 ГГц в Cd S .Применение методики оптической регистрации с высоким временным и спектральным разрешением позволило получить спектральные и временные характеристики акустоэлектронного усиления АВ в области частот на порядок большей,чем ранее известная. С помощью эффекта Франца-Келдыша были измерены абсолютные значения интенсив ности усиленного звука в диапазоне десятков гигагерц и оказалось, что они могут превышать 10 кВт/см .
Четвертая глава посвящена описанию новых явлений, возникающих в условиях акустической неустойчивости под влиянием эффекта Франца-Келдыша,а именно возникновения резкого роста интенсивности звука в нелинейном режиме усиления, не ограничиваемого решеточным поглощением появления экспоненциальной зависимости рассеянного света от интенсивности возбуждающего характерной для вынужденных процессов рассеяния света образования вырожденной слоистой электронно-дырочной плазмы в условиях акустической неустойчивости. На основании этих экспериментальных данных была построена модель индуцированного эффектом Франца-Келдыша акустоэлектронного усиления. Рассчитанные на основании этой модели параметры пороговых условий, необходимых для проявления вышеописанных эффектов, удовлетворительно совпали с экспериментальными.
В начале пятой главы дан краткий обзор экспериментов по рассеянию света на свободных электронах в бесетолкновительной плазме и теоретических работ, предсказывающих значительные изменения в спектрах рассеяния света на электронах в режиме частых столкновений. Затем излагаются наши работы. В них было экспериментально обнаружено и исследовано контролируемое столкновениями рассеяние света на свободных электронах и влияние на него электрического поля. На основании этих работ предлагается новая методика бесконтактного измерения кинетических коэффициентов в полупроводниках.
В заключении перечислены основные результаты, полученные в диссертации.
Рассеяние Манделынтама-Бриллюэна
Акустические волны, усиленные дрейфом носителей в пье-зополупроводниках,наиболее полно исследуются методом рассеяния Манделыптама-Бриллюэна (РМБ) /19/. РМБ позволяет получать информацию о частоте и волновом векторе компонент акустического потока посредством точного измерения частотной и угловой зависимости интенсивности рассеянного света. Изме рение поляризации рассеянного света можно использовать для разделения продольных и поперечных смешанных мод. РМБ определяется законами сохранения энергии и импульса при взаимодействии возбуждающего (6J& ,Kt ) и рассеянного (U)g ,KS ) фотонов и фонона (Wa, ,ty ), откуда следует где S - угол между направлениями возбуждения и рассеяния в среде. Так как частоты усиленных АВ лежат в диапазоне сотен мегагерц, то и сдвиг частоты рассеянного света лежит в этом же диапазоне. Исследовать такие малые изменения частоты рассеянного света очень трудно. Однако угол дифракции на воздухе для таких АВ составляет десятки градусов. Поэтому большинство экспериментов по исследованию усиления АВ методом РМБ было выполнено с помощью малоугловой дифракции. Измерения угла дифракции позволили оценить направления и величины волновых векторов звука и, соответственно, частоты усиленных АВ /90/. Интенсивность рассеянного света \% для прозрачных кристаллов пропорциональна интенсивности звука 1 , если где те - интенсивность возбуждающего света, JC - длина области рассения. Для поглощающих кристаллов и для 180-гео-метрии рассеяния длина области рассеяния выражается следующим образом (см. например /98/): , где (Ь - коэффициент оптического поглощения. Отсюда по распределению интенсивности рассеяния в объеме кристалла была получена информация о пространственном распределении звука в образце, коэффициентах усиления и затухания звука /19,90/. Впервые метод малоугловой дифракции был применен к изучению акустоэлектронного усиления Цукером и Земоном /112/. В работах /74,89/ было получено экспериментальное подтверждение ламинарного развития акустической неустойчивости. Исследование тепловых АВ методом 180-РМБ в сульфиде кадмия проведено в работе /97/. Следует отметить, что при исследовании усиления АВ дрейфом носителей методом РМБ 180-геометрия рассеяния не применялась. В связи со 180-геометрией существует также проблема вынужденного рассеяния Манделыптама-
Бриллюэна (ВРМБ) в полупроводниках с усилением звука. Известно /58/, что порог ВРМБ пропорционален коэффициенту затухания звука, но при акустоэлектронном взаимодействии затухание может быть уменьшено до нуля, что должно было оы привести к резкому снижению порога /51,77/. Для генерации мощных звуковых потоков в диапазоне 10 ГГц вместо импульсных лазеров с гигават тной интенсивностью это позволило бы использовать, например, аргоновые лазеры. Известна попытка экспериментального исследования аналогичного процесса в малоугловой дифракции /26/, однако результаты этой работы требуют дальнейшего изучения. Эксперименты по исследованию вынужденных процессов в кристаллах с акустоэлектронным усилением звука в 180-гео-метрии рассеяния также неизвестны. 5. Экситоны и эффекты сильного оптического возбуждения в полупроводниках При исследовании фотовозбужденных полупроводников при низких температурах необходимо учитывать образование связанных состояний между электронами и дырками (экситонов), а также взаимодействие экситонов и усиленных акустических волн. О наличии экситонов и их поведении в условиях акустической неустойчивости можно судить по характерным спектрам экситонной люминесценции. Процесс излучательной рекомбинации экситона определяется законами сохранения энергии и импульса. Коли в процессе аннигиляции участвует только экситон, то в спектре рекомбинации наблюдается узкая линия с энергией кванта почти равной энергии основного состояния Lx Вели в процессе аннигиляции излучаются также и оптические фононы, которые уносят избыточный импульс, то в спектре наблюдаются интенсивные широкие полосы, например, х ц0, tx" 2LО отражающие распределение экситонов по кинетической энергии и расположенные ниже Ьх на одну и две энергии оптического фонона. На рис. 4 представлен спектр люминесценции кристалла из работы /18/. Ранее при обсуждении акустической неустойчивости было показано, что пьезополя усиленных АВ могут достигать больших значений, достаточных для проявления эффекта Франца-Келдыша, то есть Б-п 10 В/см. Известно, что электрические поля такой величины могут влиять на экситоны. Этот эффект (Штарк-эффект) был впервые обнаружен Гроссом и Захарченей /17/ в UifcO # в последующих работах (см.обзор /60/) описан эффект Штарка на возбужденных состояниях и полевое гашение не только возбужденных, но и основного состояния экситона в других кристаллах, в том числе и Col$ . Теоретические расчеты электрооптического эффекта выполнены, например, в работах Блосси /67/, в которых показано, что элект
Методика приготовления и характеристики образцов
В эксперименте использовались высококачественные объемные монокристаллы C.oL$ , выращенные из паровой фазы /37/. Кристаллы характеризовались отсутствием темновой проводимости (Нкр 10 М0м),хорошей экситонной люминесценцией, малым уровнем примесной люминесценции в области от 500 нм до 600 нм при азотных температурах (см. например рис. 28,43). Приготовление образцов производилось самостоятельно по оригинальной методике, которая будет описана ниже. Из кристаллов были вырезаны, отшлифованы и отполированы ориентированные обычно вдоль оси Cg образцы в виде парал лелепипеда с характерными размерами 7x2x1.5мм. Точность ориентирования образца относительно оси Cg лучше, чем 5r, плоско-параллельность граней порядка 10" радиана. Поверхности образца были оптически чистыми. Чистота поверхности обеспечивалась полировкой CoL$ алмазной пастой AM 0.5/0 на подложке из фторопласта-4. Следует отметить, что полировка Cd$ на обычно применяемых подложках из смолы, замши или тканей приводит к сильному искажению краев обрабатываемой поверхности, а сама поверхность при этом имеет "творожистый" вид. На образцах были сделаны антизапорные контакты из индия, а на двух образцах удалось изготовить прозрачные антизапорные контакты из окиси индия. Прозрачные контакты изготовлялись следующим образом. На полированную обезжиренную в паровой изопропиловой бане поверхность Сс1 напы 5 лялся в вакууме 10" торр слой индия тощиной 50 А. Затем кристалл с напыленным индием выдерживался в течение часа при температуре 300 С на воздухе. Пленка индия окислялась, превращаясь в прозрачную пленку окиси индия. Этот процесс напыления индия и его окисления повторялся 20 раз. В результате этой операции на торцах образца Со1$ были выращены прозрачные контакты с сопротивлением вдоль контакта около 100 0м. Внешний вид образца представлен на рис. 17а. На остальных образцах были сделаны вплавные индиевые контакты. На рис. 176 представлен общий вид образца с нанесенными контактами.
Нанесение контактов проводилось в азоте при атмосферном давлении. Индий нагревался до температуры, при которой происходит смачивание ColS (800+200) С, и приводился в кратковременное соприкосновение с образцом. После соприкосновения на кристалле оставался каплеобразный индий, к которому в дальнейшем припаивалась тонкая медная отожженная проволока. На образец наваривались 4 контакта. С помощью этих контактов образец крепился внутри дьюара к электрическому кабелю, связанному с высоковольтным генератором. В результате такой методики вплавления индия области кристалла под ним приобретали значительную собственную проводимость. Так, сопротивление между двумя близлежащими контактами (на расстоянии 1,5 мм) было меньше 100 Ом. Сопротивление же вдоль образца не менялось и оставалось больше 10 МОм. Образец CotS после вплавления индия состоит из трех областей: по краям области высокого сопротивления находятся области с низким сопротивлением, то есть образец можно представить как три последовательно включенные сопротивления. При фотовозбуждении сопротивление кристалла уменьшалось до нескольких килоом, но так как области по краям образца обладают гораздо меньшим сопротивлением, то практически все внешнее поле оказывается приложенным к центральной вы-сокоомной части кристалла, которую мы называем активной областью. Лазерный луч сфокусирован в центре образца, поэтому каждую низкоомную область можно представить разделенной на два участка (по числу электродов) с половинным сопротивлением, подключенных к каустике параллельно, то есть сопротивление этой области в рабочем состоянии уменьшено еще в 4 раза. Падением напряжения на участках с сопротивлением около 25 Ом по сравнению с падением на активной области с сопротивлением в несколько килоом можно пренебречь. Длина активной (высокоомной) области кристалла была оценена по границам рекомбинационного излучения электронно-дырочной плазмы (см. глава 1У рис. 48), то есть по границам участка с сильным электрическим полем.
Рекомбинация ЭДП начинается с условной линии, проходящей через края металлических контактов (рис. 176, стр. 58). Таким образом, изложенная методика изготовления вплав-ных контактов обеспечивает создание низкоомных участков сульфида кадмия по краям высокоомного образца, которые можно рассматривать как прозрачные контакты, позволяющие осуществлять оптическое возбуждение кристалла вдоль электрического поля. Причины образования низкоомной области в высоко-омном Cd$ при вплавлений индия не исследовались. Качество этих контактов из индия и окиси индия проверялось методом сравнения с контактами, нанесенными по известной методике /70,85,86,91/ вакуумного напыления индия с последующей диффузией при температуре 450 С. На пробный образец наносились два контакта по нашей методике и контакт по известной методике. Контакты наносились на одну сторону образца и были расположены в вершинах равностороннего треугольника. Попарная проводимость между контактами была одинаковой, симметричной и давала одинаковые осциллограммы тока при акустоэлектронном усилении. На основании этого эксперимента был сделан вывод о хорошем качестве контактов, изготовляемых по нашей методике. Качество контактов на рабочих образцах проверялось по симметрии сопротивления и акустоэлектронного усиления при изменении полярности внешнего электрического поля. Для интерпретации экспериментов по акустоэлектронному усилению, рассеянию света на свободных электронах и др. необходимо знать концентрацию свободных носителей в образце, их подвижность и время жизни в зоне проводимости. Эти па
Исследование линейного участка акустоэлектронного усиления продольных АВ с частотой 42 ГГц
Известно, что метод малоуглового РМБ позволяет получать такие важные характеристики акустоэлектронного процесса, как коэффициент усиления и коэффициент решеточного затухания АВ посредством измерения пространственного распределения по образцу интенствности ультразвука с частотами до 5 ГГц /74, 89/. К сожалению, 180-РМБ не дает информации о пространственном распределении ультразвука вдоль луча светового возбуждения, так как весь объем (активный объем) кристалла одновременно принимает участие в рассеянии света. Однако эти характеристики акустоэлектронного процесса можно получить, исследуя его развитие во времени. Поэтому для измерения коэффициентов усиления и решеточного затухания АВ с частотой 42 ГГц было исследовано развитие 180-РМБ на усиленных акустических шумах при высоком временном разрешении. Измерения проводились с помощью преобразователя В9-5, связанного с ЭВМ. Более подробное описание методики измерений изложено в главе П 1 п. 1.5. На рис. 22 показано взаимное расположение и развитие во времени импульсов возбуждающего излучения лазера, внешнего электрического поля, РМБ, тока через кристалл. Эта форма тока обусловлена влиянием на него акустоэлектронного процесса и изменением концентрации носителей при возбуждении импульсом лазера, форма которого близка к треугольной. Передний фронт импульса тока определяется передним фронтом импульса поля. Развитие ультразвука вызывает сброс тока к значению пропорциональному Y\ Ї%, а так как концентрация меняется под влиянием нестационарного фотовозбуждения, то меняется и форма тока, протекающего через образец в условиях акустоэлектричеекой неустойчивости. Поэтому форма тока, зарегистрированная в наших экспериментах, отличается от традиционной. На рисунке 23 показано развитие относительной интенсивности АВ на частоте 42 ГГц в образце, полученной из отношения интенсивности РМБ к интенсивности возбуждающего света для соответствующих моментов времени, (Интенсивность рассеяния пропорциональна интенсивности возбуждающего света, интенсивности звука и длине взаимодействия э (см. формулы (18,19) на стр. 21)). В нашем случае объем рассеяния, занимаемый звуком с разными интенсивностями, приблизительно одинаков.
Диаметр этого объема соответствует диаметру каустики возбуждения и не меняется. Длина объема, занимаемая звуком одинаковой интенсивности в случае ламинарного усиления и принимающая участие в рассеянии света, определяется формулой (19). Коэффициент оптического поглощения для X; = 539.5 нм равен (см.рис. 33) Jh = 1.5 см" . Так какД/bL 1, то в рассеянии принимает участие эффективная длина jfe = 0.3 см, причем 1 L = 5 мм. При исследовании антистоксовского рассеяния, когда возбуждающий свет входит в кристалл со стороны анода, условие неизменной длины рассеяния будет выражаться как (см. рис. 3 на стр. 19) Инкубационная длина оценивается с помощью измере ний инкубационного времени из рис. 22 (стр.77) и оказывается равной 0.25 мм, что обеспечивает выполнение условия (32). Несмотря на то, что в 180-геометрии рассеяния невозможно проследить за пространственным распределением ультразвука, удалось сделать выводы о характере его распределения по исследованию пространственного распределения рекомбинационно-го излучения электронно-дырочной плазмы (ЭДП), возникающей в определенных условиях при акустоэлектронном усилении (подробно это будет изложено в главе 1У 3) и связанной с локальным значением пьезополя АВ. Если бы усиление звука носило доменный характер, то есть акустический поток был бы сосредоточен в малой области пространства, перемещающейся со скоростью звука по образцу, то и рекомбинационное излучение исходило бы из малой области и перемещалось бы со скоростью звука /90/. В эксперименте же рекомбинация возникает почти одновременно по всей длине образца, что подтверждает реализацию ламинарного усиления ультразвука /74,89/ в наших экспериментах. Следовательно, мы действительно можем получать относительную интенсивность акустической волны с частотой 42 ГГц из отношения интенсивности РМБ на этой волне к интенсивности возбуждающего света. Для наглядности на рисунке 23 относительная интенсивность АВ нанесена в логарифмическом масштабе. На кривой "5й виден начальный экспоненциальный рост интенсивности АВ на частоте 42 ГГц, причем его окончание как раз соответствует началу сброса тока через кристалл (отмечено стрелкой). Затем наблюдается резкое уменьшение коэффициента усиления и переход с экспоненциального роста на линейный. Характер протекания тока через кристалл Cd$ при акустоэлектронном усилении определяется развитием интенсивности АВ на частоте максимального сигнала,
Образование ЭДП в условиях акустической неустойчивости w насыщение индуцированного эффектом Франца-Келдыша акустоэлектронного усиления
В предыдущем параграфе в рамках рассмотренной модели были получены условия, в которых под влиянием эффекта Франца-Келдыша акустоэлектронное усиление могло развиваться лавинообразно, не ограничиваясь решеточным поглощением. Однако в реальных условиях лавинообразный рост обычно переходит в насыщение. Аналогичная ситуация наблюдается, например, на рис. 38 (стр. 119), на котором показана зависимость интенсивности 180-РМБ от внешнего электрического поля. Интенсивность рассеяния в полях Ed 5 кВ/см вышла на уровень насыщения и почти не зависит от величины поля. Этот переход в насыщение, по-видимому, не объясняется увеличением решеточных потерь в мощной АВ, а связан с перестройкой в электронно-дырочной плазме полупроводника. Этот вывод сделан на основании того, что в спектрах люминесценции С&$ в условиях акустической неустойчивости при возбуждении линией генерации лазера 500.8 нм было обнаружено возгорание новой яркой полосы вторичного свечения в электрических полях Бої 5 кВ/см. Рассмотрим этот эксперимент подробнее. Он проводился по методике изучения экситон-фононной люминесценции, которая изложена во второй и третьей главах. На рис. 43 представлены спектры вторичного свечения монокристалла СА Внешнее электрическое поле и возбуждающий свет на правлены по оси Cg, вторичное свечение детектируется под углом 90 к направлению возбуждающего света, Т = 62 К. В отсутствие электрического поля спектр вторичного свечения имеет обычный вид: на нем отчетливо видны линии комбинационного рассеяния света на оптических фононах и две полосы экситон-фононной люминесценции. С повышением внешнего ПОЛЯ интенсивность этих полос уменьшается, как уже обсуждалось подробно ранее, что свидетельствует об ионизации экситонов. При дальнейшем увеличении напряженности поля до значения, при котором наступает насыщение 180-РМБ, в спектре возникает новая полоса (Q - полоса), интенсивность которой резко возрастает как при увеличении напряженности внешнего поля, так и интенсивности возбуждающего света. По своему спектральному положению и поляризации (излучение поляризовано поперек оси Cg) эта полоса совпадает с Q - полосой, возникающей при рекомбинации ЭДП в сильно возбужденных полупроводниках /34,82,99/. Q - полоса была зарегистрирована нами в условиях акустической неустойчивости в диапазоне температур от 1.6 К до 100 К и при возбуждении линиями 495.4 нм и 500.8 нм. Исследование спектра Q - полосы в зависимости от температуры, длины волны возбуждения, напряженности внешнего электрического поля и интенсивности возбуждающего света показали, что форма спектра развившейся Q - полосы слабо зависит от этих величин. Слабая зависимость этого спектра от изменения внешних параметров ( Eol , \ , , ,Т ), по-видимому, объясняется большим диаметром каустики возбуждающего света (около 200 мкм) и регистрацией вторичного свечения из глубины кристалла. Поглощение в объеме кристалла приводит к сильному изменению формы синего крыла рекомбинации, а большой диаметр каустики способствует развитию стимуляции. Как изве стно /66/, наличие стимуляции может радикально исказить спектр рекомбинации ЭДП,
Поэтому в наших экспериментах форма спектра (\ - полосы рассматривается только качественным образом без интерпретации деталей. Полученный нами в условиях акустической неустойчивости спектр рекомбинации на рис,44 сравнивается со спектром, который приведен в работе /24/ и получен по традиционной методике возбуждения электронно-дырочных пар только одним излучением лазера. Спектры зарегистрированы в близких условиях по температуре и диаметру каустики возбуждения (Т = 10 К, У = 100 мкм). Авторы работы /24/ считают, что эта полоса обусловлена рекомбинацией вырожденной ЭДП, в которой концентрация свободных носителей превысила порог Мотта ( А. .-10 см ). Эта оценка концентрации была сделана по красной границе полосы рекомбинации. Методика оценки концентрации по красной границе рекомбинации ЭДП изложена, например, в /35/. Совпадение спектров вторичного свечения, которое хорошо иллюстрируется на рис. 44, указывает на образование вырожденной ЭДП в условиях акустической неустойчивости при возбуждении Cd$ светом с энергией кванта, попадающей в край оптического поглощения. Если образец возбуждался светом с длинами волн 515.9нм + 539.5нм, не попадающими в край оптического поглощения, то ни при каких значениях внешних электрических полей и интенсивностей возбуждения, которые возможны в нашем эксперименте, в спектре вторичного свечения новых полос мы не обнаружили. Была исследована зависимость интенсивности Q - полосы от величины внешнего электрического поля и интенсивности возбуждающего света. Результаты этих экспериментов представлены на рисунках 45,46. Четко видно наличие резкого порога возникновения рекомбинационного излучения, как по интенси в
