сасаки - шибуйя эффект

САСАКИ - ШИБУЙЯ ЭФФЕКТ - анизотропия электропроводности полупроводниковых кристаллов кубич. сингонии в сильных (греющих) электрич. полях (см. Горячие электроны). Предсказан М. Шибуйя в 1953, обнаружен в кристаллах n-Ge в 1956 В. Сасаки и Шибуйя. Различают продольный и поперечный

Рис. 1. Схема установки для измерения эффекта Сасаки - Шибуйя: l, l' - токовые контакты; t, t' - электроды для измерения эдс Сасаки (поля E_t).

С.- Ш. э. Продольный С.- Ш. э. состоит в различии вольт-амперных характеристик (ВАХ) однородных длинных кристаллич. образцов при разных направлениях тока (обычно такие образцы вырезают вдоль кристаллографич. осей [100], [111], [110]). В слабых полях все ВАХ имеют одинаковый наклон. В сильных полях наклон различен; с понижением темп-ры это различие, как правило, усиливается, и иногда для нек-рых направлений возникают участки с отрицательным дифференциальным сопротивлением.

Поперечный С.- Ш. э. состоит в возникновении в сильных полях в образцах, вырезанных вдоль произвольных направлений, отличных от осей симметрии, поперечной эдс (эдс Сасаки). Она фиксирует появление угла между направлениями электрич. тока )и напряжённости электрич. поля Е (угол Сасаки). Эдс Сасаки измеряется так же, как эдс Холла (см. Холла эффект ),но в отсутствие магн. поля (рис. 1). Наряду с измерениями в пост, электрич. полях (импульсных - во избежание разогрева джоулевым теплом) для исследования анизотропии проводимости горячих электронов использованы СВЧ-поля.

С.- Ш. э. объясняется анизотропией закона дисперсии горячих носителей заряда, где- энергия носителей заряда, - их квазиимпульс .Наиб. чётко он выражен в многодолинных полупроводниках благодаря междолинному перераспределению носителей заряда, вызываемому их разл. нагревом в разных долинах.

В многодолинных полупроводниках минимум энергии в зоне проводимости (или максимум в валентной зоне) достигается не при р = 0, а сразу в неск. эквивалентных точках приведённой Бриллюэна зоны, напр. в 4 точках L на её поверхности в n-Ge и халькогенидах Pb (PbS, PbSe, PbTe); в 6 точках (на-осях) в и-Si и алмазе. Большая величина С.- Ш. э. связана с сильной анизотропией спектра электронов в каждой из долин, где изоэнергетич. поверхность электрона имеет форму сфероида (эллипсоида вращения) с большой эфф. массой т, вдоль оси вращения и с малойпоперёк оси. Если электрич. поле направлено так, что образует разл. углы с осями вращения эллипсоидов в разл. долинах , то электроны в долинах разогреваются по-разному, причём сильнее всего в тех долинах, в к-рых углы оказываются наибольшими (рис. 2).

Разл. нагрев электронного газа приводит, во-первых, к разл. скорости рассеяния электронов в разл. долинах, определяющей при низких темп-pax подвижности носителей заряда; во-вторых, к разл. скорости перехода электронов из горячих долин в холодные, что определяет заполнение долин электронами. Оба эффекта связаны с энергетич. зависимостью вероятностей рассеяния носителей заряда (внутри- и междолинного). В чистых и структурно совершенных кристаллах преобладает междолинное рассеяние с испусканием и поглощением коротковолновых фононов .Вероятность такого рассеяния растёт с ростом энергии электрона, так что более разогретые долины опустошаются, а менее разогретые избыточно заполняются электронами. В результате, напр., в n-Ge в одинаковом электрич. поле токи ; в n-Si токи (нормальный С. - Ш. э.).

Рис. 2. Двухдолинная модель с различными эффективными массами т для данного направления поля Е.

В легированных полупроводниках при низких темп-pax доминирует междолинное рассеяние на примесных центрах и дефектах. Вероятность рассеяния в этом случае может спадать с ростом энергии электронов, так что сильнее разогретые долины избыточно наполняются, а менее разогретые - опустошаются. К тому же внутридолинное рассеяние на заряж. примесях способствует росту подвижности с разогревом. Это сочетание приводит к т. н. аномальному С.- Ш. э., при к-ром неравенства изменяют знак, т. е. n-Ge ведёт себя, как n-Si (и наоборот).

Анизотропия закона дисперсии возникает в p-Ge и p-Si из-за гофрировки изоэнергетич. поверхностей валентных зон (в особенности зоны тяжёлых дырок), связанной с их вырождением в точке зонной диаграммы (см. Зонная теория).

Рис. 3. Поперечная эдс Са-саки в зависимости от угла между полем Е в плоскости (001) и кристаллографической осью [100].

При переходе от нормального С.- Ш. э. к аномальному изменяется также знак поперечной эдс Сасаки. На рис. 3 представлена зависимость поперечного поля E_t (при заданном продольном поле Е)от угламежду направлением тока j, лежащего в плоскости симметрии (011), и осью симметрии [100]. При токе, направленном вдоль осей [100], [111], [001], поперечное поле E_t отсутствует. Знак E_t различен у Ge и Si при нормальном С.- Ш. э. и изменяется с переходом к аномальному эффекту.

В чистых полупроводниках при достаточно низких темп-pax (в n-Si при Т = 55 К) в определ. диапазоне Е положение поля E_tв плоскости (011) неустойчиво. В частности, в n-Si при j вдоль оси [011] неустойчиво значение E_t = 0 при а устойчивыми оказываются два ненулевых, равных по величине и противоположно направленных поля, параллельных осям [011] и [011]. Этим двум значениям E_t соответствуют преимущественные заполнения электронами долин с осями вращения эллипсоидов вдоль оси [010] или [001]. В результате в одном образце могут сосуществовать области (домены) с разл. устойчивыми значениями E_t, разделённые доменными стенками. При токе вдоль оси [011] домены имеют вид слоев, параллельных плоскости (011), с чередующимися по знаку полями E_t. Для тока вдоль оси [111] есть 3 равных E_t, направленных под углами 120° друг к другу (многозначный эффект Сасаки).

Кроме разогревного механизма С.- Ш. э. возможен стрикционный механизм: электрич. поле вызывает анизотропную деформацию кристалла, к-рая по-разному изменяет энергетич. положение долин. Этот механизм доминирует в многодолинных полупроводниках с высокой диэлектрич. проницаемостью (напр., в ВаТiO₃).

Лит.: З е е г е р К., Физика полупроводников, пер. с англ., М., 1977; Горячие электроны в многодолинных полупроводниках, К., 1982. 3. С. Грибников.