САСАКИ ШИБУЙЯ ЭФФЕКТ

- анизотропия электропроводности полупроводниковыхкристаллов кубич. сингонии в сильных (греющих) электрич. полях (см. Горячиеэлектроны). Предсказан М. Шибуйя в 1953, обнаружен в кристаллах n-Geв 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 (поляE_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 поляхнаклон различен; с понижением темп-ры это различие, как правило, усиливается, отрицательным дифференциальнымсопротивлением.

Поперечный С.- Ш. э. состоит в возникновении в сильных полях в образцах, Холла эффект), нов отсутствие магн. поля (рис. 1). Наряду с измерениями в пост, электрич. С.- Ш. э. объясняется анизотропией закона дисперсии горячих носителейзаряда ,где - энергияносителей заряда,- их квазиимпульс. Наиб.чётко он выражен в многодолинных полупроводниках благодарямеждолинному перераспределению носителей заряда, вызываемому их разл. нагревомв разных долинах.

В многодолинных полупроводниках минимум энергии в зоне проводимости(или максимум в валентной зоне) достигается не при р= 0, а сразув неск. эквивалентных точках приведённой Бриллюэна зоны, напр. в4 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 анизотропиейспектра электронов в каждой из долин, где изоэнергетич. поверхность электрона имеет форму сфероида (эллипсоида вращения) с большой эфф. массой т, вдольоси вращения и с малой поперёкоси. 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 всегов тех долинах, в к-рых углы оказываются наибольшими (рис. 2).

Разл. нагрев электронного газа приводит, во-первых, к разл. скоростирассеяния электронов в разл. долинах, определяющей при низких темп-paxподвижности носителей заряда; во-вторых, к разл. скорости перехода электроновиз горячих долин в холодные, что определяет заполнение долин электронами. рассеянияносителей заряда (внутри- и междолинного). В чистых и структурно совершенныхкристаллах преобладает междолинное рассеяние с испусканием и поглощениемкоротковолновых фононов. Вероятность такого рассеяния растёт с ростомэнергии электрона ,так что более разогретые долины опустошаются, а менее разогретые избыточнозаполняются электронами. В результате, напр., в n-Ge в одинаковом электрич. ; в n-Si токи (нормальный С. - Ш. э.).

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

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

Анизотропия закона дисперсии возникает в p-Ge и p-Si из-за гофрировкиизоэнергетич. 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 такжезнак поперечной эдс Сасаки. На рис. 3 представлена зависимость поперечногополя E_t (при заданном продольном поле Е )от угла междунаправлением тока j, лежащего в плоскости симметрии (011), и осьюсимметрии [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 каномальному эффекту.

В чистых полупроводниках при достаточно низких темп-pax (в n-Si при Т=55 К) в определ. диапазоне Е положение поля E_t вплоскости (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 противоположнонаправленных поля, параллельных осям [011] и [011]. Этим двум значениям E_t соответствуют преимущественные заполнения электронами долин с осямивращения эллипсоидов вдоль оси [010] или [001]. В результате в одном образцемогут сосуществовать области (домены) с разл. устойчивыми значениями E_t, разделённые доменными стенками. При токе вдоль оси [011] домены имеютвид 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-разномуизменяет энергетич. положение долин. Этот механизм доминирует в многодолинныхполупроводниках 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.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия.Главный редактор А. М. Прохоров.1988.