ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ

ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ, внешний фотоэффект, испускание электронов твёрдыми телами и жидкостями под действием электромагнитного излучения (фотонов) в вакуум или др. среды. Практич. значение в большинстве случаев имеет Ф. э. из твёрдых тел (металлов, полупроводников, диэлектриков) в вакуум. Осн. закономерности Ф. э. состоят в следующем: 1) кол-во испускаемых электронов пропорционально интенсивности излучения; 2) для каждого вещества при определ. состоянии его поверхности и темп-ре Т->0 К существует порог - миним. частота w₀ (или макс. длина волны Чо) излучения, за к-рой Ф. э. не возникает; 3)макс. кинетич. энергия фотоэлектронов линейно возрастает с частотой излучения и не зависит от его интенсивности.

Ф. э.- результат 3 последовательных процессов: поглощения фотона и появления электрона с высокой (по сравнению со средней) энергией; движения этого электрона к поверхности, при к-ром часть энергии может рассеяться; выхода электрона в др. среду через поверхность раздела. Количеств. характеристикой Ф. э. является квантовый выход Y - число вылетевших электронов, приходящееся на 1 фотон излучения, падающего на поверхность тела. Величина У зависит от свойств тела, состояния его поверхности и энергии фотонов.

Ф. э. из металлов возникает, если энергия фотона hw (h - Планка постоянная, w -частота излучения) превышает работу выхода металла eф. Последняя для чистых поверхностей металлов > 2 эв (а для большинства из них > 3 эв), поэтому Ф. э. из металлов (если работа выхода не снижена спец. покрытием поверхности) может наблюдаться в видимой и ультрафиолетовой (для щелочных металлов и бария) или только в ультрафиолетовой (для всех др. металлов) областях спектра. Вблизи порога Ф. э. для большинства металлов У~ 10^-4 электрон/фотон. Малая величина У обусловлена тем, что поверхности металлов сильно отражают видимое и ближнее ультрафиолетовое излучение (коэфф. отражения R>90% ), так что в металл проникает лишь малая доля падающего на него излучения. Кроме того, фотоэлектроны при движении к поверхности сильно взаимодействуют с электронами проводимости, к-рых в металле много (~10²² см^-3), и быстро рассеивают энергию, полученную от излучения. Энергию, достаточную для совершения работы выхода, сохраняют только те фотоэлектроны, к-рые образовались вблизи поверхности на глубине, не превышающей неск. нм (рис., а). Менее "энергичные" фотоэлектроны могут пройти без потерь энергии в десятки раз больший путь в металле, но их энергия недостаточна для преодоления поверхностного потенциального барьера и выхода в вакуум.

С увеличением энергии hw фотонов У металлов возрастает сначала медленно. При hw = 12 эв У чистых металлич. плёнок (полученных испарением металла в высоком вакууме) составляет для А1 0,04, для Bi - 0,015 электрон/фотон.

При hw> 15 эв R резко падает (до 5% ), а У увеличивается и у нек-рых металлов (Pt, W, Sn, Та, In, Be, Bi) достигает 0,1 - 0,2 электрон/фотон. Случайные загрязнения могут сильно снизить ф, вследствие чего порог Ф. э. сдвигается в сторону более длинных волн, и Y в этой области может сильно возрасти. Резкого увеличения У и сдвига порога Ф. э. металлов в видимую область спектра достигают, покрывая чистую поверхность металла моноатомным слоем электроположит. (см. Ионизация) атомов или молекул (Cs, Rb, Cs₂O), образующих на поверхности дипольный электрич. слой. Напр., слой Cs снижает ф и соответственно сдвигает порог Ф. э.: для W-от5,05до 1,7 эв, для Ag - от 4,62 до 1,65 эв, для Си - от 4,52 до 1,55 эв, для Ni - от 4,74 до 1,42эв.

Ф. э. из полупроводников и диэлектриков. В полупроводниках и диэлектриках сильное поглощение электромагнитного излучения начинается от энергий фотонов hw, равных

срооство к электрону, т. е. высота потенциального барьера для электронов проводимости (рис., б). В несильно легированных полупроводниках электронов проводимости мало, поэтому здесь, в отличие от металлов, рассеяние энергии фотоэлектронов на электронах проводимости роли не играет. В этих материалах фотоэлектрон теряет энергию при взаимодействии с электронами валентной зоны (ударная ионизация) или с тепловыми колебаниями кристаллической решётки (рождение фононов). Скорость рассеяния энергии и глубина, из к-рой фотоэлектроны могут выйти в вакуум,

дает электронно-дырочную пару. Длина пробега на рассеяние энергии в таком акте (1-2нм) во много раз меньше глубины проникновения излучения в кристалл (0,1-1 мкм). Т. о., в этом случае подавляющая часть фотоэлектронов по пути к поверхности теряет энергию и не выходит в вакуум. Такая картина имеет

и даже на относительно большом расстоянии от порога (при hw = hw +1 эв) всё ещё не превышает 10^-4 электрон/фо-

оптич. фонона (10^-2 эв), то фотоэлектроны теряют энергию при рождении оптич. фононов. При таком механизме потерь энергия фотоэлектронов рассеивается в полупроводниках на длине пробега всего 10-30 нм. Поэтому, если снизить x полупроводника, напр. от 4 до 1 эв, Ф. э. вблизи порога остаётся малой. В кристаллах щёлочно-галоидных соединений длина пробега больше 50-100 нм, еф невелико, поэтому У таких кристаллов резко возрастает от самого порога Ф. э. и достигает высоких значений. Так,

Y= 0,1 электрон/фотон и практически не изменяется при увеличении hw.

Применение. Из-за больших de порог Ф. э. для щёлочно-галоидных кристаллов лежит в ультрафиолетовой области спектра, для к-рой они (в виде тонкой плёнки на проводящей подложке) являются хорошими фотокатодами. Для большинства технич. применений важны также материалы, обладающие высоким У для видимого и ближнего инфракрасного

распространены (и технически хорошо освоены) в качестве фотокатодов полупроводниковые материалы на основе элементов I и V групп периодич. системы элементов, часто в сочетании с кислородом

стигает величины ~0,1 электрон/фотон.

Усовершенствование техники очистки поверхностей полупроводников в сверхвысоком вакууме позволило резко снизить еф полупроводников типа A^1II B^v и Si р-типа до величины  с одновременным созданием в тонком приповерхностном

слое полупроводника сильного внутр. электрич. поля, ускоряющего фотоэлектроны. При этом работа выхода  а высота поверхностного потенциального барьера x. ниже уровня дна зоны проводимости в объёме кристалла. В результате обеспечивается выход в вакуум значит. числа термализованных (имеющих тепловые энергии) электронов из большой глубины порядка диффузионной длины неосновных носителей заряда (~ 10^-4 см). Фотокатоды такого типа наз. фотокатодами с отрицательным электронным сродством (рис., в). Они обладают самым высоким квантовым выходом в ближней инфракрасной области спектра, достигающим 0,09 электрон/ фотон при X = 1,06 мкм.

Ф. э. широко используется для исследования энергетич. структуры веществ, для химич. анализа {фотоэлектронная спектроскопия), в измерит. аппаратуре, в звуковоспроизводящей киноаппаратуре и в приборах автоматики {фотоэлементы, фотоэлектронные умножители), в передающих телевизионных трубках (супериконоскоп, суперортикон), в инфракрасной технике (электроннооптический преобразователь) и в др. приборах, предназначенных для регистрации излучений рентгеновского, ультрафиолетового, видимого и ближнего инфракрасного диапазонов длин волн.

Лит.: Соболева Н. А., Фотоэлектронные приборы, М., 1965; Сомме р А., Фотоэмиссионные материалы, пер. с англ., М., 1973; Соболева Н. А., Новый класс электронных эмиттеров, "Успехи физических наук", 1973, т. 111, в. 2, с. 331 - 53; Heнакаливаемые катоды, М., 1974.

Т. М. Лифшиц.