Вплив світла на речовину зводиться до передачі цієї речовини енергії, принесеної пучком, в результаті чого можуть виникати різні фотоелектричні явища. До таких явищ відносять виникнення різних фотоерс (фотогальванічні ефект), зміна електропровідності під дією випромінювання (фотопровідність), зміна діелектричної проникності (Фотодіелектричний ефект), фотоелектронну емісію. Фотоелектричні явища виникають в результаті оптичних переходів в тілах і викликаного цими переходами зміни просторового розподілу електронів.

Зовнішнім фотоелектричним ефектом (фотоефектом, фотоелектронної емісією) називається випускання електронів речовиною під дією електромагнітного випромінювання в вакуум або інше середовище. Зовнішній фотоефект спостерігається в твердих тілах (металах, напівпровідниках, діелектриках) і в газах на окремих атомах і молекулах (фотоіонізації). Практичне значення має фотоелектрична емісія з твердих тіл в вакуум.

Внутрішній фотоефект - це викликані електромагнітним випромінюванням переходи електронів усередині напівпровідника, діелектрика, молекул газу з заповнених електронами станів у вільні без емісії назовні. В результаті внутрішнього фотоефекту концентрація вільних носіїв заряду всередині тіла збільшується, що призводить до виникнення фотопровідності (підвищенню електропровідності) або виникнення електрорушійної сили.

На явищі фотоефекту заснована дія різних фотоелектронних приладів (фотоелементів, фотоелектронних помножувачів, електронно-оптичних перетворювачів та ін.), Які отримали різноманітні застосування в багатьох областях науки і техніки.

Зовнішній фотоефект досліджують на установці, представленої на рис. 1.

Два електроди (анод і катод) поміщені в вакуумований балон. Від зовнішнього джерела світла висвітлюють катод, виготовлений з досліджуваного матеріалу. Між анодом і катодом прикладають різниця потенціалів (плюс на аноді). Електрони, що емітуються в вакуум з поверхні катода внаслідок фотоефекту, переміщаються в вакуумі під дією електричного поля до анода. Струм в ланцюзі вимірюють амперметром. Залежність фотоструму I Ф від напруги між електродами U (вольт-амперна характеристика), що відповідає різним значенням інтенсивності I падаючого світла, наведена на рис. 2.

Мал. 2 Залежність сили фотоструму I Ф від різниці потенціалів U при I = const і n = const.

Характеристика знімається при незмінній частоті світла n. Видно, що зі збільшенням U фотострум зростає і при певній напрузі досягає насичення. Пологий хід кривих вказує на те, що електрони вилітають з катода з різними швидкостями. Максимальне значення струму I Фн (фотострум насичення) визначається таким значенням U, при якому всі електрони, що випускаються катодом досягають анода.

I Фн = En, (1)

Де Е - заряд електрона, N - число електронів, що випускаються катодом в одиницю часу.

З ВАХ слід, що при U = 0 фототок не зникає. Отже, електрони, вибиті світлом з катода, мають деякою початковою швидкістю V, а значить, і відмінною від нуля кінетичну енергію. Частина електронів досягає анода і без додатка зовнішнього електричного поля. Для того, щоб фотострум прийняв нульове значення, між анодом і катодом необхідно докласти затримує напруга U З (негативне). При такій напрузі навіть електронам, що володіє при вильоті з катода найбільшим значенням швидкості V M, не вдається досягти анода. Отже, можемо записати, що:

, (2)

Де Т - маса електрона, Vm - максимальна швидкість електрона.

В результаті досвідчених досліджень встановлено Три основні закону зовнішнього фотоефекту.

1. Сила фотоелектричного струму насичення прямо пропорційна інтенсивності світлового потоку, що викликає фотоефект, за умови незмінності спектрального складу цього потоку (Закон Столєтова).

2. Існує така довжина хвилі lо в спектрі світла, починаючи з якої (для l <lо) в даній речовині може мати місце зовнішній фотоефект (червона межа фотоефекту).

3. Енергія фотоелектронів не залежить від інтенсивності світла, а максимальна величина цієї енергії (MVm 2/2) лінійно пов'язана з частотою падаючого світла.

, (3)

Де А і B - постійні для даного речовини.

Якісне пояснення фотоефекту з хвильової точки зору на перший погляд не представляє труднощі: падаюча електромагнітна хвиля викликає вимушені коливання електронів в металі. При резонансі, коли власний період коливань електрона дорівнює періоду падаючої світлової хвилі, амплітуда коливань електрона стає настільки великою, що він може вирватися за межі поверхні металу. Якщо ця картина вірна, то кінетична енергія, з якою електрон залишає метал, повинна залежати від інтенсивності світлової хвилі. На досвіді виявлено, що енергія фотоелектронів не залежить від інтенсивності світла. Підвищення інтенсивності збільшує тільки концентрацію фотоелектронів в вакуумі (пропорційно інтенсивності). Швидкість електронів залежить тільки від частоти падаючого світла, зі збільшенням частоти лінійно зростала і енергія фотоелектронів. Закони фотоефекту представляються незрозумілими з точки зору хвильової теорії світла.

Ейнштейн вказав на те, що всі ці труднощі зникають, якщо розглядати світло як потік фотонів.

Феноменологічна теорія зовнішнього фотоефекту.

А. Ейнштейн (1906 г.) показав, що закономірності фотоефекту можна пояснити припускаючи, що світло в речовині поглинається квантами (H N), причому електрон цілком поглинає один квант. Фотоефект може бути представлений як результат трьох послідовних процесів: поглинання фотона і поява електрона з високою (у порівнянні із середньою) енергією; рух цього електрона до поверхні, при якому частина його енергії може розсіятися за рахунок взаємодії з іншими електронами або дефектами і коливаннями кристалічної решітки (фононами); вихід електрона в вакуум або інше середовище через потенційний бар'єр на межі поділу.

Енергетичний баланс при поглинанні фотона повинен містити, отже, такі члени E 1 - енергію відриву електрона від атома (енергію іонізації). Частина енергії кванта світла витрачається на те, щоб електрон міг покинути тіло. Ця енергія дорівнює роботі виходу (А). Якщо електрон звільняється світлом не у межі розділу тверде тіло-вакуум, то деяка частина енергії E 2 кванта може бути втрачена внаслідок випадкових зіткнень електронів між собою, з атомами речовини, недосконалостями кристалічної решітки. Після емісії з твердого тіла електрон має кінетичної енергією Ek = MV 2/2, на яку також доводиться частина енергії поглиненого кванта світла. Згідно із законом збереження енергії:

(4)

Цей вислів називається рівнянням Ейнштейна для зовнішнього фотоефекту. Якщо розглядати електрони, що звільняються світлом з поверхневих шарів, то можна припустити, що E 2 = 0 і швидкість таких електронів буде максимальною.

В металах фотоефект у видимій і УФ - областях спектра пов'язаний з поглинанням фотонів в основному електронами провідності, для яких можна покласти E 1 = 0, тоді рівняння Ейнштейна запишеться так:

. (5)

Відповідно до гіпотези Ейнштейна, кожен квант поглинається тільки одним електроном, отже, число емітованих з поверхні в вакуум електронів повинно бути пропорційно числу падаючих фотонів, т. Е. Інтенсивності світла (I закон фотоефекту).

З виразу (5) слід, що максимальна кінетична енергія фотоелектронів повинна лінійно зростати зі збільшенням частоти падаючого світла і не залежить від числа фотонів (т. Е. Інтенсивності), так як А від інтенсивності світла не залежать (III закон фотоефекту).

Зі зменшенням частоти світла кінетична енергія фотоелектронів зменшується і, якщо припустити, що для даної речовини A = Const, то при деякій частоті n = n0 такий, що , Кінетична енергія фотоелектронів стане рівною нулю і фотоефект припиниться (II закон фотоефекту). Значення n0 = A / H визначає червону кордон фотоефекту.

Довгохвильова (червона) межа фотоелектронній емісії з металів визначається величиною їх роботи виходу (l0 = Hc / А). Для чистих поверхонь більшості металів А> 3 еВ і лише для лужних і деяких лужноземельних металів А = 2 - 3 еВ. Тому фотоелектронна емісія з останніх може спостерігатися у видимій і УФ - областях спектра, в той час як для всіх інших металів фотоелектронна емісія спостерігається тільки в УФ - області. Нанесення моноатомной плівок лужних і лужноземельних металів на інші метали знижує роботу виходу і тим самим зрушує кордон фотоелектронній емісія в довгохвильову область.

Для металів рівняння Ейнштейна можна перевірити експериментально. Згідно зі слів (5) між частотою падаючого світла і максимальною енергією емітованих в вакуум фотоелектронів повинна існувати лінійна зв'язок. Отже, збуджуючи фотоелектрони різними довжинами хвиль світла і вимірюючи максимальну енергію звільнених фотоелектронів, можна перевірити закони фотоефекту і визначити постійну Планка. Для вимірювання енергії фотоелектронів використовують метод "затримується потенціалу". Як вже зазначалося, при ускоряющем потенціалі між катодом і анодом що дорівнює нулю, фототок не дорівнює нулю, а тільки при додатку зворотного потенціалу струм убуває, спадаючи до нуля при затримує потенціал U 3. Величина U 3 - саме той потенціал, при якому максимальна кінетична енергія електрона дорівнює роботі, яку електрон повинен зробити для подолання гальмуючого поля.

Формулу (5) можна переписати у вигляді

, (6)

Звідки випливає, що існує лінійна залежність затримує потенціалу від частоти (рис. 3)

Мал. 3

На експерименті спостерігається плавне зменшення фотоструму від величини зворотної напруги, так як електрони емітуються катодом не з однією певною швидкістю, а є безперервний набір швидкостей (розподіл електронів по енергіях).

Крім того, між анодом і катодом фотоелемента існує контактна різниця потенціалів, яка призводить до зміщення даного розподілу. Це може привести до деякої помилку у визначенні постійної Планка методом затримує потенціалу.

З формули (5) випливає, що гранична частота (V 0) визначається роботою виходу, яка в сильній мірі залежить від стану поверхні фотокатода. Досліди з чистими поверхнями в вакуумі показали, що величина фотоструму залежить від температури і від прискорює електричного поля біля поверхні фотокатода. Ця залежність дуже істотна при частотах, близьких до граничної частоті. Наприклад, зовнішнє електричне поле зменшує роботу виходу і внаслідок цього зміщує поріг фотоелектронній емісії на величину

(Е - напруженість поля у поверхні металу, Е - заряд електрона).

Елементарна теорія Ейнштейна не може пояснити (навіть якісно) спектральні характеристики фотоструму, закон розподілу фотоелектронів по енергіях, температурну залежність фотоструму і багато іншого. Рішення загальної задачі про електронний струмі в вакуумі (при T ¹0), викликаному взаємодією системи електронів з електромагнітним полем світлової хвилі, в даний час практично неможливо. У сучасній квантово-механічної теорії кристалічних тіл в рамках моделі вільних електронів було отримано рівняння для фототока

, (7)

де - універсальна постійна;

;

- нормальна складова енергії;

E F - енергія Фермі;

A- постійний коефіцієнт.

Аналіз вирішення цього рівняння показав, що закони фотоефекту, що випливають із рівняння Ейнштейна, суворо виконуються лише при Т = 0 К. При Т> 0 К спостерігається фотоелектронна емісія і при l> λ0, але з малим квантовим виходом. Зокрема, при енергії фотонів поблизу порогу (H ν <1.5 H ν0) спектральна характеристика і температурна залежність фотоелектронній емісії з металів добре описуються формулами Фаулера, згідно з якими:

, N <n0, (8)

, N> n0, (9)

де - постійна Річардсона.

Ці формули є приватним рішенням рівняння (7).

Закони фотоефекту порушуються також при високих інтенсивностях падаючого випромінювання (I> 1 Вт / см2), коли стають помітними многофотонние процеси.

Введемо основні характеристики фоточутливого елемента вакуумних фотоелектронних приладів - фотокатода. Такими характеристиками є: спектральна чутливість, квантовий вихід фотоелектронній емісії, інтегральна чутливість і щільність темнового струму. Ці характеристики дуже важливі при практичному використанні фотоелектронних приладів.

Спектральна чутливість S L - відношення фотоелектронного струму в режимі насичення I Фн (в мА) до потужності Fλ падаючого на фотокатод монохроматичноговипромінювання з довжиною хвилі l (в Вт). З боку довгих хвиль залежність S L (l) обмежується порогом, або довгохвильового кордоном, фотоелектронної емісії l0. На практиці l0 визначається як довжина хвилі, при якій S L0 = 0,01 S Lmax.

Квантовий вихід Y L - відношення числа емітованих фотоелектронів до числа падаючих на фотокатод фотонів монохроматичноговипромінювання: Y L = 1,24 [Вт × нм / мА] S L / l (l в нм). Квантовий вихід часто виражається у відсотках. Квантовий вихід фотоелектронній емісії з металів у видимій та ближній УФ - областях менше 10-3 електрон / фотон. Це пов'язано перш за все з малою глибиною виходу фотоелектронів, яка значно менше глибини поглинання світла в металі. Більшість фотоелектронів розсіює свою енергію до підходу до поверхні і втрачає можливість вийти в вакуум. Крім того, коефіцієнт відображення у видимій та ближній УФ - областях великий і лише мала частина випромінювання поглинається в металі. Випадкові забруднення можуть знизити А і зрушити поріг фотоелектронній емісії в сторону довших хвиль.

Інтегральна чутливість фотокатода S - відношення фотоструму в режимі насичення (в мкА) до величини падаючого світлового потоку (в лм) від стандартного джерела випромінювання (лампа розжарювання з вольфрамової ниткою при Т = 2850К). S L і S пов'язані співвідношенням

,

Де F L- потужність випромінювання на даній довжині хвилі,

До L - відносна спектральна чутливість "нормального" людського ока (крива відності),

L0 - поріг чутливості фотокатода,

L1 і l2 - кордони видимого спектру,

F 0 = 683 лм / Вт - світловий потік в лм, відповідний потоку в 1 Вт монохроматичноговипромінювання з l = 554 нм.

Темновий струм фотокатода - струм через фотоелемент за відсутності опромінення, визначається термоелектронної емісією. Вона залежить від стану поверхні фотокатода (роботи виходу фотокатода) і його температури. Темновий струм є основним джерелом електричного шуму в фотоелектронних приладах. Середньоквадратичний шум під час відсутності випромінювання дорівнює

,

Де E - заряд електрона,

J Т - щільність темнового струму,

Q - площа фотокатода,

D F - ширина смуги частот реєструючого пристрою.

Фотокатод також характеризується стабільністю його чутливості в часі і термостійкістю, т. Е. Діапазоном робочих температур, в межах якого чутливість фотокатода зберігається в заданих межах.

Як фотокатода в фотоелектронних приладах зазвичай використовують фоточутливі матеріали, що володіють високим квантовим виходом (Y³0,1 електрон / фотон) - так звані ефективні фотокатоди. Переважна більшість ефективних фотокатодов є напівпровідники. Чисті метали у видимій та ближній УФ - областях спектра мають малий квантовий вихід (£ 10-3 електрон / фотон) і практично не використовуються в якості фотокатода. Високим квантовим виходом мають напівпровідникові матеріали з доречнийпровідністю (р-типу). У таких напівпровідниках глибина виходу фотоелектронів досягає декількох десятків нм. В результаті значна частина фотоелектронів має можливість вийти в вакуум. Крім того, в поверхневій області таких фотокатодов існує електричне поле, що прискорюють фотоелектрони до поверхні. Саме ці дві обставини зумовлюють високий квантовий вихід фотоемісії таких напівпровідників фотокатода.

Серед ефективних фотокатодов найбільшого поширення набули фотокатоди на основі антимонидов лужних металів: сурьмяно-цезієвий, двухщелочние і многощелочной.

Сурм'яно-цезієвий (Cs 3 Sb) фотокатод - напівпровідник р-типу з шириною забороненої зони e G »1,6 еВ, l0» 0,6 мкм. Він виготовляється шляхом впливу парів Cs В вакуумі на випаровування на підкладку (зазвичай скло) шар Sb При температурі Т = 140-180 ° С. В області hv³3 еВ квантовий вихід фотоемісії досягає 0,1-0,2 електрон / фотон. Обробка Cs 3 Sb невеликою кількістю кисню (сенсибілізація) зрушує поріг фотоемісії в довгохвильову область спектра і збільшує квантовий вихід, особливо поблизу порога.

У напівпровідниках і діелектриках поріг фотоелектронна емісія

H N0 = e G + c ()

E G - ширина забороненої зони,

C- Електронне спорідненість, рівну вісоті потенційного бар'єру на кордоні для електронів провідності. Величина H N0 іноді звана для напівпровідників фотоелектричної роботою виходу, як правило, перевершує A. При H N <H N0 може спостерігатися фотоелектронна емісія з дуже малим квантовим виходом, пов'язана з порушенням електронів з рівнів домішок, дефектів і поверхневих станів, розташованих в забороненій зоні , а також із зони провідності. Для більшості чистих напівпровідників H N0> 3,5 еВ і фотоелектронна емісія спостерігається тільки в УФ - області. Виняток становлять антімоніди лужних металів (Cs3Sb), для яких фотоелектронна емісія спостерігається не тільки в УФ, але і у видимій області спектра.

Спектральна залежність квантового виходу фотоелектронній емісії з напівпровідників поблизу порога, т. Е. При порушенні електронів з валентної зони, має вигляд

, ()

Де M = 1¸3 в залежності від типу оптичних переходів і механізму розсіювання фотоелектронів.

Для напівпровідників величина Y визначається розсіюванням енергії фотоелектронами при їх русі до кордону розділу. У разі слаболегірованних напівпровідників електронів провідності мало і основним механізмом розсіювання енергії фотоелектронів є взаємодія їх з електронами валентної зони і з фотонами.