ÉTUDE DES SPECTRES DE PHOTOLUMINESCENCE DE ZnTe DOPÉ AU LITHIUM. NATURE DES TRANSITIONS

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ÉTUDE DES SPECTRES DE

PHOTOLUMINESCENCE DE ZnTe DOPÉ AU LITHIUM. NATURE DES TRANSITIONS

F. El Akkad, H. Rodot

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F. El Akkad, H. Rodot. ÉTUDE DES SPECTRES DE PHOTOLUMINESCENCE DE ZnTe DOPÉ AU LITHIUM. NATURE DES TRANSITIONS. Journal de Physique Colloques, 1974, 35 (C3), pp.C3- 179-C3-186. �10.1051/jphyscol:1974326�. �jpa-00215574�

JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C 3 , supplément au no 4 , Tome 35, Avril 1974, page C3-179

ÉTUDE DES SPECTRES DE PHOTOLUMINESCENCE DE ZnTe DOPÉ AU LITHIUM. NATURE DES TRANSITIONS

F. E L A K K A D e t H. R O D O T

Laboratoire d e Physique des Solides, C N R S , Bellevue, 1, place A.-Briand, 92190 Meudon-Bellevue, France

Résumé. -

es

Les spectres de luminescence à 4,2 K sont étudiés en fonction de la concentration en Li entre 1017 et 1019 cm-3.

Les variations d'énergie des raies de photoluminescence sont étudiees en fonction de la tempé- rature.

On met en évidence que les deux émissions a 2,336 eV i 4 meV et 2,362 eV ⁷ 8 meV, carac- téristiques de ZnTe dopé au lithium, sont dues à la recombinaison de porteurs libres respectivement sur un niveau accepteur et un niveau donneur.

Les variations d'intensité des raies d'&mission en fonction de la teniptirature sont aussi déter- minées.

Un modCle des cinétiques de recombinaison basé sur l'interprétation ci-dessus, a permis une analyse semi-quantitative de I'intensité des émissions en fonction de la température.

Le modèle a aussi permis de déterminer I'énergie d'ionisation d u donncur (1 5 meV), de l'accepteur (47 meV) et l'énergie d'activation d u processus non radiatif.

Abstract. - T h e photoluminescence emission of Li-doped zinc telluride is studied between 4.2 K and 300 K. Concentration of carriers in the samples is also verified by electrical mesuremcnts.

The photoluminescence spectrum at 4.2 K is investigated as a function of Li concentration bet- ween 1017 and 10ly cm- 3.

The enerçy variations of the bands with temperature are studicd.

Evidences are obtained that the two emission bands at 2.336 eV + 4 meV, and 2.362 eV f 8 meV, characteristic of Li-doped ZnTe, are due to free carrier recombination o n a n acceptor and a donor levels respectively.

The intensity variations of the bands with temperature arc also dctermined.

A recombination kinetics model based on this interpretation has permitted semi-quantitative analysis of the temperature dependence of the two band intensities.

The model also allows the determination of the donor ionization energy (15 meV), the acceptor ionization energy (47 meV) and the activation energy of the non radiative process (8 meV).

1. Introduction. - Le tellurure d e zinc est un com- posé semiconducteur d u groupe II-VI d o n t la largeur d e bande interdite est d e 2,395 eV à 4,2 K. Il est le seul composé d e ce groupe à n'être obtenu q u e d e type p, avec une résistivité relativement faible (1 à 10 R . c m à 300 K), e n raison d e la présence de défauts natifs (lacunes d e zinc) créant des niveaux accep- teurs [il, [2], [3].

Divers travaux [3] à [IO] o n t montré q u e les éléments des groupes 1 e t V (Li e t P), sont d a n s Z n T e , à l'origine d e niveaux d'impureté peu profonds qui donnent lieu à des émissions de lumière d e rendement important d a n s le vert, même à température ambiante. Cette dernière caractéristique fait de Z n T e un matériau éventuellement intéressant p o u r la préparation d e diodes électroluminescentes d a n s le vert.

Les spectres d e Z n T e d o p é a u lithium qui o n t déjà été étudiés [5], [6], [9] se composent généralement à

4,2 K d'une ou d e deux transitions (Fig. 1). L'une, I'émission A, d'énergie la plus faible, est centrée à 2,336 eV 4 meV avec des répliques phononiques à environ 2,310 et 2,284 e.V. L a seconde, l'émission B, d e plus haute énergie, est centrée à 2,362 eV

+

Suivant les conditions d e préparation cette dernière raie est plus o u moins visible. ,

Des spectres similaires o n t été obtenus sur des échantillons de Z n T e plus o u moins dopés a u phos- phore (Fig. 1).

D a n s les échantillons dopés a u lithium, l'émission A a été attribuée p a r [5] à une transition entre la bande d e conduction e t u n niveau accepteur introduit p a r l'impureté. Il observe e n outre qu'en fonction d e la température, I'intensité d e la raie B p a r rapport à celle de la raie A, s'accroît au-dessus d e 200 K. Ceci a été confirmé p a r [6] qui a aussi montré q u e contrai- rement à I'émission B, la variation d e l'intensité d e

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1974326

C3-180 F. EL AKKAD et H. RODOT

FIG. 1. - Spectres de ZnTe dopé au Li et au P. Les spectres de droite se rapportent à des échantillons ayant une concen- tration en impuretés 10 fois plus élevée que des échantillons

des spectres de gauche.

l'émission A avec la température est liée à la position du niveau de Fermi à l'équilibre et a conclu que les deux émissions sont dues à des transitions bande de conduction-niveau accepteur pour A et niveau don- neur-bande de valence pour B.

La présence d'un niveau donneur introduit par le lithium est également suggérée par d'autres auteurs [2], [71.

Dans les échantillons dopés au phosphore il a été observé [8] un comportement similaire de l'intensité de la raie B en fonction de la température. Cependant dans ce cas l'interprétation donnée a été différente.

Cette émission a été attribuée à une transition bande de conduction-niveau accepteur. Pour l'émission .4 elle est interprétée comme une transition donneur accepteur [8], [IO].

Nous voyons donc que les défauts produits par Li ou P sont à l'origine d'émissions qui ne sont pas encore parfaitement expliquées et que des contradic- tions subsistent entre les différentes interprétations.

Nous avons entrepris une étude systématique de matériaux dopés au lithium, sur lesquels nous avons étudié les propriétés électriques et optiques, la connais- sance des unes permettant l'interprétation des autres.

Nous présenterons essentiellement dans ce texte les résultats et l'interprétation des spectres de photo- luminescence en fonction de la concentration en Li et de la température. Un modèle simple de la cinétique de recombinaison nous permettra d'identifier la nature des transitions optiques.

2. Expériences. - Des monocristaux de ZnTe ont été élaborés a partir d'une solution riche en tellure (70 % Te, 30 % Zn), par une technique de Bridgman modifiée.

Les dopages au lithium ont été effectués soit par addition de Li dans la solution de cristallisation, soit par diffusion de Li a partir de nitrate de lithium, dans des cristaux de ZnTe prkalablement élaborés.

Nous avons ainsi préparé cinq séries d'échantil- lons de concentration en Li variant entre 10" et 5 x 1018 cm-3 (contrôlés par effet Hall).

Les spectres de luminescence ont été obtenus à l'aide d'un appareillage comprenant : une lampe à vapeur de mercure de 200 W pour l'excitation (raie utilisée : 3 650 A) et un système d'analyse, de détection et de mesure permettant d'atteindre une précision de

+

Nous avons ainsi mesuré les positions en énergie (E), les largeurs à mi-hauteur ( A E ) et les intensités des deux principales émissions A et B, d'une part en fonc- tion de la concentration en lithium d'autre part en fonction de la température de 4,2 K à 300 K.

3. Résultats et discussions. - Une première série de résultats portant sur la variation de l'énergie et les largeurs à mi-hauteur des pics A et B en fonction de la concentration en Li et en fonction de la température nous permettront d'étayer quelques hypothèses sur la nature des transitions.

Une seconde série de résultats sur la variation de l'intensité des émissions A et B en fonction de la

ÉTUDE DES SPECTRES DE PHOTOLUMINESCENCE DE ZnTe C3-181 température et leur interprétation à l'aide d'un modèle

de cinétique de recombinaison basé sur la première série de résultats, permettra de montrer la cohérence entre les résultats expérimentaux et nos interprétations.

3.1 VARIATION DE E ET DE AE EN FONCTION DU DOPAGE. - Sur la figure 2 on observe les spectres de photoluminescence à 4,2 K de trois types d'échantil- lons ZT 11, ZT 13, ZT 27, dont les concentrations en accepteurs et en donneurs sont indiquées sur le tableau 1.

de ce pic augmente de 6 à 14 meV ; par contre l'énergie de A augmente de 2,333 eV à 2,339 eV tandis que sa largeur à mi-hauteur augmente de 10 à 18 meV.

L'échantillon ZT 15 (Fig. 8) fortement compensé, car contenant une concentration élevée de donneurs résiduels (Tableau 1) présente bien une émission A dans son spectre mais l'émission B est inexistante.

Cependant on observe une raie à 2,376 eV à 4 K, que nous appellerons l'émission X et dont la largeur à mi-hauteur est de 2 meV correspondant à la valeur normale pour une transition excitonique.

3.2 VARIATION DE E ET AE EN FONCTION DE T. - Sur la figure 3 on peut observer l'évolution de E et AE des émissions A et B en fonction de la température pour un échantillon typique. On a indiqué aussi sur cette figure la variation de la largeur de la bande interdite en fonction de T d'après [Il].

FIG. 3. - Variation de l'énergie E des émissions A et B en fonction de T. G : variation de la bande interdite.

FIG. 2. - Spectres d'échantillons dopés avec des concentrations variables en lithium.

Concentration en Li 2 1 x 1017

- - - - = ¹ x 10'8

- - - - - = 8 x ^101s

Nous considérons la concentration en Li comme représentée par la somme des concentrations en accepteurs ( N A ) et en donneurs ( N D ) données par les mesures électriques. Nous n'avons pu tenir compte d'analyses de spectrographie de masse dont les résultats présentaient des anomalies que nous n'avons pas encore expliquées.

Lorsque la concentration en Li croît, on constate I'évolution suivante des spectres : l'énergie de B diminue de 2,370 à 2,356 eV et la largeur à mi-hauteur

On constate que E, du pic B, décroît en fonction de T suivant la même loi que la bande interdite.

Pour l'émission A, la relation n'est tracée que jusqu'i T = 130 K car au-dessus de cette température la décroissance trop rapide de l'intensité de l'émission ne permettrait plus la mesure. On peut tout de même observer dans la variation de E entre 5 K et 130 K une tendance à suivre celle de la bande interdite.

La variation en fonction de la température de la largeur à mi-hauteur des pics A et B est portée sur la figure 4. On voit que la largeur à mi-hauteur des deux raies est constante de 5 K à 60 K mais croît linéairement pour t > 60 K. Ce comportement est plus visible pour l'émission B où les mesures sont faites jusqu'à la température ambiante.

3.3 INTERPRÉTATION DES RESULTATS. - A partir de la forme des raies A et B de la figure 2 (échantillons 27)

C3-182 F. EL AKKAD et H. RODOT

100 200- 300

T'K

FIG. 4. -- Variation dc la largeur à mi-hauteur ( A E ) dcs raies A et R en fonction de T.

on peut obtenir quelques indications sur la nature des transitions.

D'une part, ces deux émissions sont symétriques et ne présentent pas de queue vers les hautes énergies.

Ceci concorde avec le fait qu'aucune variation d'éner- gie en fonction de l'excitation n'a été observée. Nous excluons donc la possibilité qu'une transition de paire soit à I'origine de ces émissions.

D'autre part, la largeur à mi-hauteur pour I'échan- tillon le plus faiblement dopé est à 4'2 K de 6 meV pour la bande B et de 10 meV pour la bande A. Ceci représente plusieurs fois la valeur de kT à cette tem- pérature. Par ailleurs ces deux émissions sont encore

concentration en accepteurs croît. Ceci est en accord avec le comportement observé pour l'émission B (Fig. 2). Etant donné que par ailleurs, cette raie semble indépendante de la position du niveau de Fermi, et que les mesures électriques nous ont montré l'absence de tout niveau accepteur dont l'énergie pourrait correspondre avec celle de cette émission B observée, il semble correct d'attribuer la raie B à une transition niveau donneur-bande de valence.

Dans le cas d'une transition entre bande de conduc- tion et niveau accepteur dans ZnTe, un autre phéno- mène peut se superposer.

On peut s'attendre à une augmentation de l'énergie de transition due au déplacement vers les basses énergies de la distribution des porteurs dans la bande d'impureté à la suite du déplacement du niveau de Fermi avec le dopage [14], [IS]. De tels effets semblent bien être à l'origine du déplacement de l'émission A.

Le niveau responsable de la transition serait donc vraisemblablement un accepteur.

D'autres résultats vont permettre de renforcer ces hypothèses.

3.4 VARIATION DE L'INTENSITÉ D'EMISSION AVEC LA

TEMPERATURE. - La figure 5 montre la variation d'intensité d'émission en fonction .de T, pour un échantillon typique ZT 28. On observe que à environ 35 K la courbe B présente un minimum et que la raie A commence à décroître en intensité avec une énergie d'activation de 8 meV. Les autres échantillons du tableau 1 dont N D / N A < 0,5 présentaient un comportement similaire a celui de la figure 5.

o i ~ E, est l'énergie d'ionisation de l'impureté. Cette formule explique de façon satisfaisante l'allure des courbes de la figure 3.

Pour déterminer si les niveaux d'impureté sur les- quels nous supposons que les transitions se font, sont donneurs ou accepteurs, les mesures précédentes nous donnent quelques indications.

Dans un semiconducteur tel que ZnTe, on s'attend à ce que les niveaux d'impuretés s'élargissent lorsque la concentration en impuretés augmente [13]. Des

assez importantes à haute température. On peut _t

queues de bande apparaissent alors au bord des

bandes de valence et de conduction aboutissant à une ⁵ . ^{'O. $5}

donc exclure la possibilité qu'une transition excito- nique soit à I'origine de ces émissions.

Nous supposerons donc que ces deux raies sont dues à des transitions bande-niveau. Ceci semble étayé par la variation de l'énergie des pics en fonction

diminution des transitions niveau-bande. Une transi- toi^ 'K'

tion entre un donneur et la bande de valence doit _{FE. 5.} - Variation de IYintensité des émissions A et R _{en fonc-} donc montrer une diminution d'énergie lorsque la lion de 1021Tpour I'echantiilon ZT 28.

A

,.-cc-.

de la température (Fig. 3). En effet selon la théorie de ¹⁰³ - /--

Eagles [12], l'énergie d'une transition d'une bande à

un niveau hydrogénoïde s'écrit : _t

ÉTUDE DES SPECTRES DE PHOTOLUMINESCENCE DE Zn% C3-183 Sur la figure 6, on peut observer la variation en

fonction de la température de l'intensité des émissions A et X de l'échantillon ZT 15.

i -

,02c 1 OK-:

FIG. 6 . - Variation de l'intensité des émissions A et X en fonction de 102,'Tpour l'échantillon ZT 15.

On note que I'intcnsité de l'émission A diminue avec une énergie d'activation de 47 meV qui est notablement plus importante que celle observée sur des échantillons moins compensés. D'autre part, l'intensité de la raie X décroît en fonction de Tcontrai- retnent au comportement de la bande B (Fig. 5).

L'énergie d'activation déterminée dans la partie haute température de la courbe est de 7 meV.

3 . 5 XNTERPR~TATION DE LA CIN~?I'IQUE DE RECOMBI- NAISON. - Pour rendre compte des résultats expéri- mentaux du chapitre précédent, nous utiliserons un modèle de 'cinétique de recombinaison supposant que les transitions radiatives à, l'origine de A et de B

FIG. 7. - Schéma représentant les niveaux d'impureté et les transitions (ri, rz) selon le modele proposé. el et eî : émissions d'électrons ou trous : ci et cp : captures d'électrons ou trous ;

q : recombinaison non radiative.

s'effectuent respectivement entre bande de conduction- niveau accepteur et niveau donneur-bande de valence comme les résultats des chapitres 3 . 1 à 3 . 3 nous permettent de le supposer.

3 . 5 . 1 Modèle. - Le schéma des transitions élec- troniques (Fig. 7) montre deux niveaux, r, et r, sont les transitions radiatives associées à ces niveaux ; q est une transition non radiative que nous suppose- rons, pour simplifier, être due à un niveau piège profond ; g est le taux d'excitation que l'on suppose homogène.

Nous pouvons établir le système d'équation suivant :

- (y,, N , e-EdkT + ^{Y V ,} P) N,O (3) dN,O

,

est la densité d'états dans les bandes de valence (conduction) ; N: et N: sont respectivement les concentrations des accepteurs et des donneurs neu- tres ; yci(y,,) sont les coefficients de capture d'un électron (trou) par le centre d'impureté ; (2, = l/.ç.,, est la probabilité de capture d'un électron sur un centre de recombinaison non radiative. Les autres termes ont leur sens habituel.

Dans l'état stationnaire,

en utilisant les éq. (2) et (3), on obtient, sous faible excitation, I'intensité réduite de la transition donneur bande de valence :

et l'intensité réduite de la transition accepteur bande de conduction :

Le rapport I,/I,, permet d'obtenir une expression indépendante de la durée de vie non radiative :

C3-184 F. EL AKKAD et H. RODOT L'éq. (4) dans l'état stationnaire, permet d'obtenir

une expression utilisable décrivant la population du niveau accepteur :

Na O = ^Yv, Na P

yv2 NV e- - (8)

+ (YC~ n + ^Yv, P)

3.5.2 Comparaison du modèle avec les résultats expérimentaux. - Les émissions B et A seront assi- gnées respectivement aux transitions r, et r,.

Une première étape de l'analyse consiste à déter- miner l'énergie d'ionisation thermique du donneur.

Comme l'indique l'éq. (5), la détermination de E, à partir d'une courbe de 1, en fonction de l / T ne peut donner une valeur exacte, Q, étant une fonction inconnue de la température. L'éq. (7) peut par contre être utilisée pour calculer E, si certaines conditions sont satisfaisantes. En effet, si :

on obtient

Par contre si un domaine de température existe où

l'éq. (7) devient :

Une détermination de Ed est alors possible si la varia- tion de N : / ~ est connue par une mesure d'effet Hall.

Nous avons porté (Fig. 8) le rapport de l'intensité intégrale de I'émission A sur celle de I'émission B en fonction de i fT. On voit que ce rapport commence par croître en fonction de T, puis décroît exponentiel- lement avec une énergie d'activation de 30 meV.

Sachant que dans ce domaine de température N:/~

décroît exponentiellement avec une énergie d'activa- tion de 45 meV, d'après I'éq. (10) on a :

Connaissant la valeur de E, et la variation de p en fonction de la température, on peut comparer la courbe expérimentale de la variation de I, en fonction de Tet la courbe théorique calculée à partir de l'éq. (5).

Les paramètres utilisés sont :

Q, = Cte (ce qui est une approximation grossière), mais plus grand que y,, Na d'après la valeur de rende- ment quantique q ⁼ I O % à 20 K ;

yv,/yc, = O,I, valeur semblant raisonnable d'après [161, ~ 7 1 ;

p = p o = ApavecAp = p o ( 3 5 K ) = 2 x 10'Zcm-3 (valeur permettant la meilleure concordance des courbes expérimentales et théoriques) ;

FIG. 8. - Rapport des intensités des raies A et B en fonction de IOZIT.

Nous avons porté sur la figure 9 la courbe expéri- mentale et la courbe théorique normalisée de la tran- sition B entre 20 K et 300 K. Sur cette m2me figure, nous avons également porté la courbe théorique de la variation d'intensité de I'émission A en fonction de T en utilisant i'éq. (6) (N: étant calculé à partir de mesures d'effet Hall et L), étant supposé constant). On observe que les courbes théoriques et expérimentales concor- dent mal. On pouvait s'attendre a un tel résultat étant donné l'approximation grossière que nous avions faite de l'indépendance de Qn en fonction de T.

Nous avons représenté sur la figure 9 les ajustements des courbes théoriques (en tirés) aux résultats expéri- mentaux utilisant pour Q, une expression de la forme

Q~ = Q:e - E ~ I k T avec E, = 8 mev .

Nous voyons que les résultats sont assez satisfaisants.

L'effet de variation de la durée de vie non radiative (assez faible), pourrait avoir pour origine la dépen- dance de Ia température du coefficient de section de capture [19] mais peut aussi provenir de phénomènes plus complexes [20].

Notre modèle ne rend pas compte de la variation de I en fonction de 100/T lorsque T < 25 K (Fig. 9).

Dans ce domaine de température on voit que l'inten- sité de I'émission B décroît en fonction de T selon une loi Z, cc T-,14 (Fig. 10). Une telle loi de variation en fonction de T peut provenir d'une dépendance de la température du coefficient de capture (yc,) des

ÉTUDE DES SPECTRES DE PHOTOLUMINESCENCE DE ZnTe C3-185

A ^{, ,}. . . .... . -.*. "80'. . électrons par le centre donneur chargé positivement

.*. .%'O

O,' comme déjà observé 121 1.

d En utilisant le même raisonnement on peut s'atten-

.O0

,.d dre à ce que la dépendance de IA avec T soit plus faible, car dans ce cas, c'est le coefficient de capture

O ,' _(y,,) d'un électron par l'accepteur neutre qui inter- vient (6). Celui-ci varie relativement peu en fonction IA = IL, N:

de T [16]. Tout ceci explique la décroissance moins YU NI+ ^Pn

... rapide de l'intensité de la raie A par rapport à celle de la raie B dans le domaine de 5 K à 25 K

'2' .-

II) C O d e

-

(Fig. 5).

B L'énergie d'activation observée (47 meV) pour la

y ... '-.. décroissance de I'intensité de l'émission A (ZT 15,

O '8

f l ' _{\ .}

x .. Fig. 6) peut aussi être interprétée sur la base de - ,' ^{O\ ..}

x .. ⁱ l'éq. (18). En prenant N: de l'expression (18) on peut

.... J O

\ ..

.. ^,

.. valeur de N: décroît exponentiellement dépend des valeurs de n et de p. Pour cet échantillon ZT 15, il est possible d'ajuster Ia courbe théorique à la ,courbe

FIG. 9. - Intensité des émissions A et B en fonction de 102lT.

0 Points expérimentaux.

. . . . . . Courbe théorique selon modèle.

- - - Courbe théorique après ajustement des paramètres.

1dl 1 1 I

10 20 30 T *K

Fio. 10. - Intensité de l'émission B en fonction de T.

expérimentale (Fig. 6) en utilisant les éq. (6) et (8) avec les paramètres : Q, > y,, N: (q = 2 U/, à 20 K ) ;

11 faut noter que dans cet échantillon, le niveau accepteur est toujours situé au-dessous du niveau de Fermi ce qui a permis de déterminer son énergie d'ionisation dans ce domaine de température.

Finalement ta forme et la dépendance de la tempé- rature de I'émission X permettent de dire que cette émission est la transition d'un exciton lié à un niveau d'impureté [21]. L'énergie d'activation de 7 meV déterminée expérimentalement correspond au pro- cessus de dissociation du complexe exciton libre- accepteur neutre et selon [22] à une énergie du niveau accepteur de EA = 70 meV, ce qui est en accord avec les résultats des mesures électriques du tableau 1.

4. Conclusion. - 11 se confirme que les transitions A et B observées sur les spectres de photoluminescence d'échantillons de ZnTe dopés au lithium, sont dues tt fa recombinaison de porteurs iibres sur respectivement, un niveau accepteur et un niveau donneur. La dépen- dance de I'énergie et de la largeur de raie à mi-hauteur, de la concentration en Li et de la température sont en accord avec cette interprétation.

De plus, fa bonne concordance des résultats théori- ques obtenus avec un modèle de cinétique de recom- binaison, basé sur cette interprétation, renforce notre conclusion. Ce modèle nous a permis en outre de déterminer l'énergie d'ionisation du donneur (15 meV) et I'énergie d'activation du processus de recombinaison non radiative. De même l'énergie du niveau accepteur dû au lithium se situe à 47 meV. Dans des échantillons peu dopés, on peut observer une transition X, mais elle n'a pas pour origine un défaut dû au lithium.

F. EL AKKAD et H. RODOT

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DISCUSSION

H. MATHIEU. - VOUS interprétez le pic B comme C. B ~ N O I T A LA GUILLAUME. - Dans votre modèle une transition niveau donneur-bande de valence en on attend à température assez basse et à excitation faisant intervenir une queue de bande de valence, faible une raie donneur-accepteur. Pourquoi ne I'obser- quelle est la densité d'impuretés dans vos échantillons ? vez-vous pas ?

F. EL AKKAD. - La concentration totale d'impure- F. EL AKKAD. - Dans ZnTe dopé a u Li le donneur tés dans l'échantillon le plus dopé est de 8 x 10" cm-3. est vraisemblablement l'atome Li interstitiel. On peut Un calcul de la densité d'état en fonction de l'énergie penser que, à cause de sa diffusivité appréciable, le dans la queue de bande est possible en utilisant la donneur est très proche de l'accepteur. La forte inter- théorie de Kane. Au stade actuel de notre étude, nous action coulombienne qui règne dans la paire pourrait n'avons pas comparé quantitativement le déplacement empêcher la formation d'un état stable de la paire en énergie observé avec celui prévu par cette théorie. électron-trou liée.