Фотоэлектронная эмиссия, внешний фотоэффект, испускание электронов твёрдыми телами и жидкостями под действием электромагнитного излучения (фотонов) в вакуум или др. среды. Практическое значение в большинстве случаев имеет Фотоэлектронная эмиссия из твёрдых тел (металлов, полупроводников, диэлектриков) в вакуум. Основные закономерности Фотоэлектронная эмиссия состоят в следующем: 1) количество испускаемых электронов пропорционально интенсивности излучения; 2) для каждого вещества при определенном состоянии его поверхности и температуре Т®0 К существует порог – минимальная частота w₀ (или максимальная длина волны l₀) излучения, за которой Фотоэлектронная эмиссия не возникает; 3) максимальная кинетическая энергия фотоэлектронов линейно возрастает с частотой излучения и не зависит от его интенсивности.

Энергетические схемы фотоэлектронной эмиссии из металла (а); полупроводника

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

  Фотоэлектронная эмиссия из металлов возникает, если энергия фотона ( – Планка постоянная,w – частота излучения) превышает работу выхода металла еj. Последняя для чистых поверхностей металлов > 2 эв (а для большинства из них > 3 эв), поэтому Фотоэлектронная эмиссия из металлов (если работа выхода не снижена специальным 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 Фотоэлектронная эмиссия для большинства металлов Y ~ 10^-4 электрон/фотон. Малая величина Y обусловлена тем, что поверхности металлов сильно отражают видимое и ближнее ультрафиолетовое излучение (коэффициент 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, которых в металле много (~ 10²²см^-3), и быстро рассеивают энергию, полученную от излучения. Энергию, достаточную для совершения работы выхода, сохраняют только те фотоэлектроны, которые образовались вблизи поверхности на глубине, не превышающей несколько 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 фотонов Y металлов возрастает сначала медленно. При  = 12 эв Y чистых металлических плёнок (полученных испарением металла в высоком вакууме) составляет для Al 0,04, для Bi – 0,015 электрон/фотон. При  > 15 эвR резко падает (до 5%), a Y увеличивается и у некоторых металлов (Pt, W, Sn, Ta, In, Be, Bi) достигает 0,1–0,2 электрон/фотон. Случайные загрязнения могут сильно снизить j, вследствие чего порог Фотоэлектронная эмиссия сдвигается в сторону более длинных волн, и Y в этой области может сильно возрасти. Резкого увеличения Y и сдвига порога Фотоэлектронная эмиссия металлов в видимую область спектра достигают, покрывая чистую поверхность металла моноатомным слоем электроположительных (см. Ионизация) атомов или молекул (Cs, Rb, Cs₂O), образующих на поверхности дипольный электрический слой. Например, слой Cs снижает (и соответственно сдвигает порог Фотоэлектронная эмиссия: для W – от 5,05 до 1,7 эв, для Ag – от 4,62 до 1,65 эв, для Cu – от 4,52 до 1,55 эв, для Ni – от 4,74 до 1,42 эв.

  Фотоэлектронная эмиссия из полупроводников и диэлектриков. В полупроводниках и диэлектриках сильное поглощение электромагнитного излучения начинается от энергий фотонов , равных ширине запрещенной зоны DE (для прямых оптических переходов). При  »DEпоглощения показатель К » 10⁴см^-1 и с увеличением (возрастает до 10⁵см^-1. Порог Фотоэлектронная эмиссия , где c – сродство 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 которой фотоэлектроны могут выйти в вакуум, зависят от величины c и от соотношения c и DE. Если c > 2 DE, то фотоэлектрон с начальной кинетической энергией ³c рождает электронно-дырочную пару. Длина пробега на рассеяние энергии в таком акте (1–2 нм) 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 место в Si (DE = 1,1 эв, c = 4,05 эв); в Ge (DE = 0,7 эв, c = 4,2 эе); в GaAs (DE = 1,4 эв, c = 4,07 эв) и др. полупроводниках. В этих материалах вблизи порога Фотоэлектронная эмиссия Y ~ 10 ^-6 электрон/фотон и даже на относительно большом расстоянии от порога (при  =  + 1 эв) всё ещё не превышает 10^-4 электрон/фотон. Если c < DE, но больше энергии оптического фонона (10^-2эв), то фотоэлектроны теряют энергию при рождении оптических фононов. При таком механизме потерь энергия фотоэлектронов рассеивается в полупроводниках на длине пробега всего 10–30 нм. Поэтому, если снизить (полупроводника, например от 4 до 1 эв, Фотоэлектронная эмиссия вблизи порога остаётся малой. В кристаллах щёлочно-галоидных соединений длина пробега больше 50–100 нм, невелико, поэтому Y таких кристаллов резко возрастает от самого порога Фотоэлектронная эмиссия и достигает высоких значений. Так, в CsJ DE = 6,4 эв, c = 0,1 эв и уже при  = 7 эв (т. е. всего на 0,6 эв от порога), Y = 0,1 электрон/фотон и практически не изменяется при увеличении .

  Применение. Из-за больших DE порог Фотоэлектронная эмиссия для щёлочно-галоидных кристаллов лежит в ультрафиолетовой области спектра, для которой они (в виде тонкой плёнки на проводящей подложке) являются хорошими фотокатодами. Для большинства технических применений важны также материалы, обладающие высоким Y для видимого и ближнего инфракрасного излучений при малых DE и c. Наиболее распространены (и технически хорошо освоены) в качестве фотокатодов полупроводниковые материалы на основе элементов I и V групп периодической системы элементов, часто в сочетании с кислородом (Cs₃Sb, Na₂KSb и др.). У них DE < 2 эв, c < 2 эв и Y в видимой области спектра достигает величины ~ 0,1 электрон/фотон.

  Усовершенствование техники очистки поверхностей полупроводников в сверхвысоком вакууме позволило резко снизить полупроводников типа A^III B^V и Si р-типа до величины  < DE с одновременным созданием в тонком приповерхностном слое полупроводника сильного внутреннего электрического поля, ускоряющего фотоэлектроны. При этом работа выхода  < DE, а высота поверхностного потенциального барьера (ниже уровня дна зоны проводимости в объёме кристалла. В результате обеспечивается выход в вакуум значительного числа термализованных (имеющих тепловые энергии) электронов из большой глубины порядка диффузионной длины неосновных носителей заряда (~ 10^-4см). Фотокатоды такого типа называются фотокатодами с отрицательным электронным сродством (рис., б). Они обладают самым высоким квантовым выходом в ближней инфракрасной области спектра, достигающим 0,09 электрон/фотон при l = 1,06 мкм.

Фотоэлектронная эмиссия широко используется для исследования энергетической структуры веществ, для химического анализа (фотоэлектронная спектроскопия), в измерительной 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; Соммер А., Фотоэмиссионные материалы, пер. с англ., М., 1973; Соболева Н. А., Новый класс электронных эмиттеров, «Успехи физических наук», 1973, т. Ill, в. 2, с. 331–53: Ненакаливаемые катоды, М., 1974.

  Г. М. Лифшиц.