Реферати

Реферат: Фотоелектронна емісія

Фінляндія - країна тисячі озер. Фізико-географічні, природні і гідролого-кліматичні особливості Фінляндії. Характеристика й особливості озер країни. Походження озерних улоговин. Ерозійна діяльність льодовиків. Найбільш гострі екологічні проблеми і шляхи їхнього рішення.

Тектоніка дна світового океану. Характеристика найбільш великих форм рельєфу океану, що відбивають підняття материків і западини океанів, а також їхній взаимоотношение. Материкові чи обмілини шельфи, схили. Глобальна система серединних океанічних хребтів. Острівні дуги, талаплени.

Прогнозна оцінка диверсифікованості українського експорту в країни Західної Африки. Аналіз структури українського експорту в країни Африки, оцінка можливих прибутків у випадку його диверсифікованості. Вивчення історії зовнішньоекономічних зв'язків України з западноафриканскими країнами. Дослідження українських і міжнародних торгових стандартів.

Аналіз змін стандартних податкових відрахувань і їхніх наслідків. Типи і порядок застосування стандартних податкових відрахувань. Особливості застосування стандартних податкових відрахувань у даний час. Вплив збільшення стандартного податкового відрахування по НДФЛ на добробут низькооплачуваних категорій працівників.

Інтереси Росії на євроазіатському транспортному просторі. Еволюція інфраструктури залізничного транспорту, її вплив на суспільні процеси в Росії. Розвиток транспортної інфраструктури випереджає реалізацію різних проектів стратегічного характеру.

Міністерство Утворенні

Азербайджанської Республіки

Бакинський Державний

Університет

Студент II курсу

Фізичного Факултета

Гусейнов Назім

Курсова робота

по темі: Фотоелектронна емісія

Зав. кафедра: проф. Абдинов А. Ш.

Науковий керівник:

Аскеров Ш. Г.

БАКУ 1998

Зміст

Введення

1) Теоріяфотоеффекта

2) Спектральні характеристики фотокатода

3) Робота виходу

4) Розподіл електронів в металі

5) Селективний фотоефект

6) Квантомеханическая теорія фотоефекту

7) Застосування

Література

Введення

Серед різноманітних явищ в яких виявляється вплив світла на речовину важливе місце займає фотоелектричний ефект т. е. випущення елетронов речовиною під дією світла. Аналіз цього явища привів до уявлення про світлові кванти і зіграв чрезвучайно важнейщию роль в розвитку современих теоритичесих уявлень. Разом з тим фотоелектричкский ефект використовується в фотоелементах що отримали виключно широке застосування в разнообразнейщих областях науки і техніки і що обіцяють ще більш багаті перспективи. Відкриття фотоефекту потрібно віднести до 1887 р. коли Герц виявив що освітлення ультрафіолетовим світлом електродів іскряного проміжку находящигося під напруженням полегшує проскакування іскри між ними. Явище обнаруженое Герцом можна спостерігати на наступному легко осущесвимом досвіді (мал. 1.). Величина іскряного промежуткаFподбирается таким чином, що в схемі що складається з трансформатораТи конденсатораСискра проскакує насилу (один-два рази в хвилину)Якщо освітити електродиFсделанние з чистого цинку світлом ртутної лампиHg, то розряд конденсатора значно полегшується: іскра починає проскакувати доволно часто, звісно потужність трасформатора досить для швидкої зарядки конденсатораС. Вмістивши між лампою і електродамиFстеклоGми перегороджуємо доступ ультрафіолетовим променям і явище припиняється. Систематичне иследование Гальвакса, А. Г. Столетова і інш. (1885 р.) з'ясували що в досвіді Герца справа зводиться до звільнення зарядів під дією світла попадаючи в електричне поле між електродами, еаряди ці прискорюються, іонізують навколишній газ і викликають розряд. А. Г. Столетов здійснив досліди по фотоефекту застосовувавши уперше невеликі різниці потенціалів між електродами. Схема дослідів вживана Столетовим, зображена на мал.

з

G

+ -

Основними результами иследований Столетова що мають значення і в наш час, були наступні висновки:

1) Найбільш ефективно діє ультрафіолетові промені, поглащаемие тілом.

2) Сила фототока пропорційна освітленості тіла, що створюється (розряджаюча дія при інших рівних умовах пропорційна енергії активних променів, падаючих на поверхню, що розряджається. )

3) Під дією світла звільняється негативні заряди.

Цинкова планстинка, соединеная з електродами і заряженн ая негативне, освітлена ультрафеолетовим світлом, швидко розряджає електроскоп, таже пластинка, заряджена позитивно зберігає свій заряд, не дивлячись на освітлення. При ретельному спостереження електроновм великої чутливості можна помітити, що незаряджена пластинка під действиаем освітлення заряджається положително, т. е. втрачає частину своїх негативних зарядів, спочатку нетрализовавших її позитивний заряд. Декілька років опісля (1898 г). Ленардом і Томсоном були зроблені определенияемдля електронів, що звільняються по відхиленню їх в електричному і в магнітному полях. Ці вимірювання дали дляемзначения1,76-СГСМ, довівши що звільнені світлом негативні заряди суть електронами.

Фотоелектронна емісія металів

Фотоелектрононой емісією або зовнішнім фотоелектричним ефектом

називається испукания електронів поверхнею твердого тіла під дейс-вием

падаючого на неї електромагнітного випромінювання.

Основними законами фотоефекту можна вважати наступні

1) пропорційність фототока інтенсивності світлового потоку J,

зухвалого фотоефект (J) при умові незмінності спректрального

складу випромінювання (Закон Столетова);

2) наявність длиноволновой (червоної) межі області спектра випромінювання

що вириває фотоелектрони з даного фотокатода; лише випромінювання з довжиною

хвилі т. е. з частотою З можуть виривати фотоелектрони;

3) незалежність кинетичесой енергії фотоелектронов від інтенсивності світла і лінійна залежність максимальної кінетичної енергії фотоелектронов (), вирваного з даного фотокатода світлом деякої частоти, від цієї частоти:

4) безинерционность фотоефекту. встановлено, що фототок з'являється і зникає разом з освітленням, запізнюючись не більш ніж

на

Якісне обьяснение з хвильової точки зору на перший погляд не представляє трудності. Дійсно це пояснення могло б виглядати так; падаюча електромагнітна хвиля викликає винуждение коливання електронів в металі; при резонансі між собственим періодом коливання електронів і періоду падаючої хвилі амплітуда електрона стає настільки великою що він може виритися за межі поверхні металу. Очевидно, що якщо ця картина вірна, то кінетична енергія з який електрон покидає метав, повинна взаимствоваться у падаючої хвилі, і тому природно чекати, що енергія фотоелектрона повинна знаходитися в прямому зв'язку з інтенсивності падаючого світла. Численні досліди показали, що енергія фотоелектронов абсалютно не залежить від інтенсивності світла, підвищення інтенсивності збільшує лише число фотоелектронов і при тому в кількості суворо пропорцианальном інтенсивності - але не їх швидкості. Останнє залежить від частоти падаючого світла, а саме, із збільшенням частоти лінійно зростає енергія фотоелекторонов. Всі ці закони фотоефекту представляються незрозумілими з точки зору хвильової природи світла. Незалежність енергії фотоелектронов від інтенсивності світла намагалися объяснитьтем що світлу приписувалося роль "спускавого механізму " т. е. передбачається, що електрон набирає свою енергію не за рахунок падаючої хвилі, але за рахунок теплових рухів в металі, так що роль світла зводиться тільки до звільнення електрона. Однак при цьому залишається абсолютно не зрозумілим вплив частоти світла і крім того, якби це було вірний фотоефект дожен був би сильно залежати від температури металу, чого насправді немає. Обьяснение основних закономірностей фотоефекту було дано на основі фотонної теорії світла (Ейнштейна, 1905 р.). Фотон, той, що володіє енергією поглинається електроном фотокатода в одиничному акті взаємодії, підвищуючи його енгергию на величину Якщо до поглинання фотона кінетична енергія електрона була, де межа Фермі, а - позитивна або негативна добавка, то після поглинання його енергія стане рівною Якщо імпульс такого електрона буде направлений до поверхні, то, втративши по шляху енергію, електрон може досягнути поверхні металу і вилетіти з катода.

Після подолання на поверхні металу потенційного порога електрон понесе з собою кінетичну енергію, рівну

або враховуючи, що.

наибольщей кінетичною енергією при даном, очевидно, будуть володіти ті електрони, для яких втрати по шляху рівні нулюб т. е..

(1)

Якщо нехтувати енергією теплового збудження електрона, то

(2)

(рівняння Ейнштейна). при по цій теорії фотоефект неможливий. Таким чином, значення визначає найменшу частоту фотоактивних фотонів (червону межу фотоефекту для даного катода). Рівняння (2) тепер можна записати у вигляді.

(3)

Співвідношення Ейнштейна (2) лежить в основі ряду фотоелектричних методів вимірювання роботи виходу фотокатодов. Наприклад, величену з можна визначити, вимірюючи в сферичному конденсаторі (при ) истиную різницю потенціалів катод-колектор, при якої фототок припиняється. Дійсно (з урахуванням контактної різниці потенціалів)

отже,

т. е. при заданом можемо обчислити і далі визначити з співвідношення

або

т. е.

(4)

Закон Ейнштейна як показала експерементальная перевірка, суворо виконується для будь-яких

фотокатодов, в тому числі і для складних) Для металов закон Ейнштейна уперше подвердил на досвіді Р. Міллікен, але найбільше точне дослідження було виконане П. І. Лукирським і С. С. Прілежаєвим, які застосували метод гальмуючого поля між сферичними електродами, раніше разработаний П. И. Лукирським. Нехай в системі двох концентричних сферичних електродів емітером служить внутернняя сфера розглянемо електрон, що вилетів з точки А під прямим кутом до радіуса ОА, і передбачимо спочатку, що напруження між електродами отсуствует. Електрон рухається з постійною швидкістю, і по мірі наближення до зовнішнього електрода радіальна складова швидкості зростає, а складова, перпендикулярна до радіуса, меншає, і в точці прибуття В

(5)

Якщо між електродами прикладено напруження, то електричне поле радіально і воно змінює тільки а залишається такою ж, як в отсуствие поля. Значить, в точці прибуття тангециального електрона енергія, пов'язана з складовою, рівна,

(6)

де До-повна енергія електрона. Формула дає частину повної енергії, яка не вимірюється

в методі гальмуючого поля між сферичними електродами. Якщо, то і, поготів,, і частина енергії, що вимірюється рівна,

(7)

т. е. при можна з великою мірою точністю вимірювати розподіли повних енергій електронів. Частина енергії, що невимірюється буде найбільшою для електронів, початкова швидкість яких направлена по дотичній до поверхні емітера. Для всіх інших електронів помилка буде ще менше. Формула (7) залишається вірною і для системи, в якій внутрішня сфера замінена несферичним катодом досить малого розміру. мал. показані результати вимірювання вольт-амперною характеристик для міді при трьох довжинах хвиль. З спектрально розкладеного потоку випромінювання виділяються монохроматичний пучок променів, який прямує на внутерннюю сферу. Струм (дуже слабий) вимірюється електромером. Форму виміряних вольт-амперних характеристик витлумачити неважко. Горизонтальна дільниця - це струм насичення, поточний в прискорюючому полі. На мал. 4 масштаб вибраний так, що ордината, избражающая струм насичення для всіх довжин хвиль, однакова. У точці, де починається пониження кривих, відбувається перехід від прискорюючого поля до гальмуючого, і в цій точці напруження батареї компенсує контактну різницю потенциаллов і истиное напруження.

Для точок перетину характерсеик з віссю абсцис виконується співвідношення

запФем

де Uзап- величина замикаючого напруження і Фем- робота виходу емітера. Таким чином, на основі закону Ейнштейна затримуючий потенціал, при якому струм припиняється, лиенйно залежить від частоти, причому по куту нахилу прямої можна определитьh (якщо е вважати відомим). На мал. 3 паказани прямі для Al і Cu,

Рис 3

причому для Н виходить 6,61· ерг. сік, т. е. привосходное підтвердження закону Ейнштейна.

вольт-амперна характеристика для CuРис 4.

Цей досвід доводить також, що енергія фотона в металі иожет перейти до одного з вільних електронів. У цьому складається особеность фотоелектричного поглинання світла в металах. Положення почало вольт-амперної характеристики, т. е. точка її перетину з віссю абсцис -, не залежить від роботи виходу металу-емітера. Якщо визначити напруження батареї, при якому через Uзб, то

зап) ист=uзб+uкн=Фем,

uкн=(Фа- Фем),

то

uзб= Фа),

т. е. при заданій частоті і одному і тому ж металі колектора-анода вольт-амперні характеристики для різних металевих емітерів починаються з однієї і тієї ж точки на осі абсцис.

Вольт-амперна характеристика на дільниці гальмуючого поля являє собою інтегральну криву розподілу електронів по енергіях. Дійсно, абсциси цієї кривої в деякому масштабі рівні енергиії електрона, а анодний струм, відкладений по осі ординат:

Ia=е,

де dNW- число електронів з енергіями в інтервалі від W до W+dW. Анодний струм Ia, таким чином, пропорційний числу електронів, енергії яких перетворюють величинуW1=eUa. Крива, що виражає зв'язок між енергією W1и числом частинок, що мають енергію, що перевищує W1, називається інтегральною кривою розподілу, Щоб отримати звичайну криву розподілу, треба продифференцировать графічно інтегральну криву розподілу. Це зроблене на мал. 5

рис 5.

для інтегральної кривої, виміряної при Як видно, максимальні енергії фотоелектронов для металу, навіть при освітленні ультрафіолетовим світлом, тільки трохи перевищують 1ев, а найбільш вірогідна енергія (максимум кривий), грубо говорячи, вдвоє менше.

Фотографічні властивості емітерів прийнято характеризувати декількома величинами. Величина називається чутливістю катода. У цій формулі j-падаючий на фотокатод потік променистої енергії певної довжини хвилі, а - фототок, викликаний цим потоком. Множачи чисельник і знаменник на час t, отримаємо в чисельнику кількість електрики, понесену фототоком за час t, а в знаменнику - енергію, упалу за той же час на фотокатод. Звичайно чутливість вимірюють в кулонах на калорію (до. кал-1). Чутливість фотокатода можна також виразити у вигляді відношення числа елоктронов nеиспускаемих фотокатодом, до числа фотонів nр, упалих на його поверхню за той же час. Величину nenрназивают квантовим виходом Y, т. е.

У цьому випадку - вимірюється в електронах на квант (ел/кв). Якщо частина енергії випромінювання, упалий на фотокатод, відбивається від нього або проходить наскрізь, то для оцінки ефективності фотокатода фізично більш доцільно його чутливість відносити не до падаючої, а до поглащенной енергії (або у разі квантового виходу, не до числа падаючих, а поглинених квантів енергії). Чутливість фотокатода і квантовий вихід залежать від довжини хвилі падаючого випромінювання. Залежність і або ж називаються спектральними характеристиками фотокатода.

Практично для фотоелеметов больщий інтерес представляє повний фототок, виникаючий при освітленні суцільним спектром, що дається розжареним тілом, накпример, спіраллю лампи розжарювання. Характеристика фотокатода в цьому випадку називається інтегральною чутливістю і дається звичайно в микроамперах на люмьен (мкл. лм-1). Інтегральна чутливість, очевидно, визначається спектральною характеристикою фотокатода і спектральним складом випромінювання. Звичайно інтегральна чутливість фотокатода визначається при використанні стандартного джерела опромінювання. Таким джерелом є вольфрамова нитка напруження лампи при температурі її, рівна 2770К (яркостная температура при цьому рівна 2848К).

Расмотрим стисло основи експерементальной техніки фотоелектричних вимірювань. Для визначення залежності потрібно отримання монохроматичних потоків випромінювання різних довжин хвиль і вимірювання їх інтенсивності. Тип джерела випромінювання залежить від досліджуваної спектральної області. У видимій частині спектра (1.5 ев3,1ев) звичайно користуються лампами розжарювання, даючий непревивний спектр. У області ближнього ультрафиолета ();

(3,1 ев5,63) широке поширення має ртутна кварцова лампа, випромінююча лінійчатий спектр, вмісний велику кількість спектральних ліній. У області вакуумного ультрафиолета (6,2 ев12,3ев), як правило, використовується іскряний розряд. (це область спектра отримало своя назва в зв'язку з тим, що випромінювання цих хвиль сильно поглинається в повітрі. Тому працювати з цими випромінюваннями цих довжин хвиль можна лише в апаратурі, в якій тиск повітря менше 10-4-10-5тор.) Монохроматизация випромінювання довжин хвиль, великих 1200, може бути здійснена з допомогою призменних спекртографов. При цьому як оптичні матеріали у видимій частині спектра використовується звичайно скло, в області ближайщего ультрафиолета до кварц. Можуть застосуються і інші матеріали, наприклад, кристали NaCl. У інтервалі довжин хвиль використовуються кристали LiF. Випромінювання з більш короткими довжинами хвиль поглинається будь-якими відомими оптичними матеріалами. Тому проведення досліджень в короткохвильовій області вакуумного ультрафиолета вимагає використання спектрографів з відображаючими диспергирующими системами, наприклад, з угнутою дифракційною граткою. Вимірювання інтенсивностей потоків випромінювання звичайно здійснюється з допомогою спеціально каліброваних термопар, термостолбиков і фотопомножовуч. У ряді випадків абсолютні значення фототоков при інтенсивностях випромінювання, що використовуються малі і їх вимірювання вимагає застосування високочутливий вимірювачів струму. У ряді випадків абсолютні значення фототоков при используюшихся інтенсивностях випромінювання малі і їх вимірювання вимагає застосування високочутливий вимірювачів струму. Розглянемо результати екпериментальних досліджень спектральних характеристик фотокатодов з масивних металів. Для лужних, а також деяких лужноземельних металів червона межа лежить у видемой частині спектра; для переважної ж більшості металов вона знаходитися в ультрофеолетовой області. Більш детальні дослідження фотоефекту з різних металів показали, однак, що при Т > 0 різкої червоної межі не існує. Насправді фототок в області, близьких до, асимптотически наближається до нуля і визначення з експерементальной залежності, стого говорячи, виконано бути не може. Лише спеціальна математична обробка експериментальних даних дозволяє знайти. Отсутсвие різкої червоної межі при Т > 0 легко зрозуміти, якщо врахувати розподіл по енергіях електронів всередині твердого тіла. Зневага величиною,. зроблене вище, є точним лише при Т=0. При Т > 0 величина може бути більше нуля. Це приведе, по-перше, до фотоефекту електронів з рівнів енергії Е > -, який може відбуватися і при, а по-друге, до наявності в фотоемісії електронів з кинетьическими енергіями, більшими, ніж.. Однак число електронів в металі з енергіями мале. Тому і імовірність фотоелектричного поглинання при мала, і фототок також малий. При для всіх металів їх квантовий вихід зростає при збільшенні; біля червоної межі зростання фототока визначається залежністю

Якісно вказане зростання Y з h легко пояснити з наступних простих міркувань. При h > h інтервал енергій електронів в металі, які можуть бути збуджені світлом до енергій, достатніх для вильоту з фотокатода, тим ширше, ніж більше, якщо, однак, при цьому < -E1, де E1- рівень дна зони провідності в металі. Тому при збільшенні частоти світла імовірність поглашения, що супроводиться переходами електронів на рівні, при тому ж загальному числі поглащенних фотонів зробиться більше, а отже і сила фототока, як правило, буде возростать. Крім того, поглинання з даною початковою енергією Е фотона більшої енергії зумовлює чималу імовірність виходу такого електрона з більш глибоких шарів фотокатода. Інтервал частот випромінювань, з якими проводилися дослідження, прилеглий до, як правило, невеликий і становить приблизно 0,5. У більшій спектраьной області поблизу червоної межі досліджені лужні і частково лужноземельні метали (Ba), ждля яких. Для них, на відміну від інших металів, спектральні характеристики в цій області енергій фотонів мають максимум. Приклади експеремтально отриманих спектральних характеристик отриманих поблизу червоної межі для ряду металів показані на мал. зліва. Дані, отримані в різних роботах, а іноді навіть і в одній і тій же роботі, не завжди добре узгодяться між собою (мал. результати для Be). Це пояснюється тим, що квантовий вихід металевий еммитеров поблизу червоної межі дуже чутливий до чистоти поверхні і змінюється в десятки і навіть сотні разів в процесі очищення і знегажування емітера. Абсалютние значення квантового виходу для чистих металів в расматриваемом інтервалі мають порядок 10-5-10-3елвли, очевидно, залежать від, дляевелкв. Спектральну характеристику з монотонним зростанням U при збільшенні прийнято називати нормальною характеристикою, а фотоефект в цьому випадком-нормальним. Якщо ж спектральна характеристика має максимум, фотоефект звичайно називають селективним.

Є ряд робіт, що відносяться до області вакуумного ультрафиолета. Число їх невелико, і вони були виконані головним чином в середині п'ятдесятих років. Спектральні характеристики квантового виходу приевдля ряду металів приведені на мал. праворуч. Основні відмітні особливості квантового виходу у вакуумному ультрафиолете складаються в наступному. Для всіх иследованних металів числение значенияUприевпорядка 10-2- 10-1ел/кв і, отже, в (10¸100) раз перевищують величини U у видимої і ближньої ультрафеолетовой областях спектра. Області високих значень U передує сильне зростання U в інтервалі hn»(9¸12) ев. Згодний початок цього зростання U при hn»(9¸10) ев співпадає з областю, в якій помітно меншає отражющая здатність металів і починається значне зростання поглащения. Після швидкого зростання U, як правило, спостерігається досить пологий максимум, після якого слідує спад кривий U(hn); особливо виразно цей максимум виявляється для фотоефекту з плівок. Початок спаду U співпадає приблизно з областю, де поглинання починає меншати і істотно зростає здатність металів пропускати випромінювання.

У області вакуумного ултрафеолета квантовий вихід значно менш чутливий до стану поверхні, чим в області, прилеглій до червоної межі. Прогрівання металів звичайно зменшує Y лише приблизно в 10 раз. плівки, напиленние у вимірювальному приладі, в більшості випадків характеризуються в 1,5¸2 рази більш низькими значеннями Y, чим плівки тих же металів, що побували в атмосфері. Так само як і в довгохвильовій області, є розкид (приблизно в межах одного порядку) в значеннях Y, виміряних різними авторами.

Цілий ряд досліджень присвячений з'ясуванню впливу температури катода на фототок. Первинні досліди зі спектрально нерозкладеним світлом давали неясні результати і загалом встановлювали слабу залежність iфот Т, якщо зміна температури не викликала зміни стану поверхні, агрегатного стану або фазових перетворень. Вивчення фотоеффектаб що викликається монохроматичним світлом, не сомненно, встановило температурний ефект. Прит цьому фототок iфслабо міняється з Т для n » nои різко возростает з підвищенням температури при n~no(і особливо для n < no). Прикладом можуть служити дані для Рd, приведені на мал. 6

Рис 6.

По ведениетока було так неначе noуменьшалось із зростанням температури. Ефективна червона межа зміщалася в область менших n із зростанням Т, і вигляд спектральної характеристики в області n'noсушественно мінявся; крива iф (n) в цій області спектра робилася положе і визначення nостановилась вельми не визначеним.

Цінну інформацію про механізм фотоефекту можуть дати резултати досліджень по енергетичних розподілах фотоелектронов. Ці дослідження проводилися або методом відхилення в магнітному полі, або методом затримуючого потенціалу. Як показали ще ранні иследования у видимій і ближній ультрафіолетовій областях спектра, инергетический спектр фотоелектронов емиттированих масивними металами безперервний і займає область від нуля до нектрого максимального значення Емах, визначуваного співвідношенням Енштейна. Було показано, що при hn, близьких до hno, енергетичний спектр фотоелектронов слабо залежить від природи металу. Він зображається плавною кривою з максимумом мал. З зростанням hn поступово збільшується відносне число повільних електронів, але загальний характер кривий зберігається

(див. рис 7. Криві 1,2 і 3).

Ріс7.

Починаючи з деякого значення hn, характер кривих розподілу ускладнюється, значно зростає відносна частка повільних електронів і существкнно меншає кількість фотоелектронов з енергіями і близькими до них. Для До, наприклад, така зміна енергетичного спектра по спостерігається при hn ~ - E1. Поява великого відносного кількість медлених електронів в спектрі фотоелектронов при досить великих hn объяясняется звичайно декількома можливими причинами:

1) Великими втратами енергії, пов'язаними з бозбуждением фотоелектронами при їх русі до поверхні плазмених коливань

2) Втратами енергії при взаємодії з електронами провідності, що перетворюють швидку внутеннії первинну фотоелектрони в повільні; деяку із збуджених електронів провідність також брати участь в фотоемісії як повільні фотоелектронов; таким чином, при цьому механізмі один поглинений фотон достатньої енергії може сприяти виникненню двох повільних фотоелектронов;

3) Однвременном збудженням при поглинанні одного кванта випромінювання двох електронів; в цьому випадку, як і в попередньому, деякі з фотонів достатньої енергії можуть створювати два фотоелектрона. Енергитический спектр фотоелектронов за даними підтвердженим в останні роки в роботі, також істотно міняється при переході до дуже тоньким металевих плівок. Так, згідно при hn=3,38 ев енергитеческий спектр електронів для плівки товщиною в 8 атомних шарів помітно відрізняється від такого для плівки завтовшки 40 атомних шарів мал. 8

Рис 8

Для тонких плівок кількість повільних електронів меншає і зростає число електронів з енергіями, близькими до максимальної, оскільки втрати енергії, що приводять до перетворення швидких фотоелектронов в повільні, на більш короткому шляху до поверхні в тонкому фооткатоде уменьшаеются.

Питання про вигляд спектральних характеристик фотокатодов, про розподіл фотоелектронов по енергіях і про температурну залежність фототока лежать поза рамками первинної теорії Ейнштейна. Розгляд їх вимагає уточнення теорії фотоефекту. Рішення задачі побудови такої детальної теорії принципово повинне було б вестися за наступним планом: передусім потрібно з'ясувати при даній температурі Т розподіл електронів в металі по різних станах; далі, з'ясувати імовірність поглащения електроном, находяшимся в деякому стані, фотона частоти n і визначити стан, в який електрон при цьому переходить. Потім потрібно знайти функцію розподілу збуджених електронів по станах. Далі потрібно визначити для електронів, збуджених в глибині металу, імовірності проходження ними шляху від місця збудження до поверхні, а також втрати енергії на цьому шляху. Потім треба знайти вираження для потоку електронів з даною енергією, падаючих на потенційний поріг на межі металу, і визначити імовірність проходження ними через цей поріг. Нарешті, множивши число електронів із заданою енергією, падаючих зсередини на 1см2поверхности фотокатода за 1 сік, на імовірність виходу, можна знайти для даної частоти фотоелектронов із заданою енергією поза металом (криву розподілу фотоелектронов по енергіях). На закінчення, інтегруючи по всіх енергіях, иожно знайти повний фототок як функцію Т і n (спектральні характеристики для різних Т).

Робота виходу

Поняття роботи виходу як міри енергії зв'язку електронів з твердим тілом виникло вже на ранніх стадія розвитку електронно теорії металів. Для пояснення існування електронного газу всередині металу необхідно було допустити наявність у меж металу деякого поля сил f(х), направлених всередину металу і перешкоджаючих вильоту вільних електронов у зовнішній простір. При видалення електрона з металу здійснюється робота проти цих сил - робота виходу:

(1)

Таким чином, в класической теорії металів робота виходу дорівнювало стрибку потенційної енергії електрона на межі металу.

У зоммерфельдовской моделі металу поняття роботи виходу дещо ускладнилося. Інтеграл вираження (1) визначав так звану зовнішню роботу виходу Wa, рівну повній глибині потенційного ящика металу. Однак навіть при температурі електронного газу Т=0, на відміну від класичної теорії, вважалося що не всі електрони володіли кінетичною енергією, рівною нулю, але розподілялися по енергіях від нуля до деякій максимальній Wiравной межі розподілу Фермі. Тому найменша енергія, яку необхідно сообшить одному з електронів в провідності при Т=0 для видалення його з металу, виявилося рівною

з=Wa-Wi(2)

Якщо енергію що покоїться електронів поза металом покласти рівної нулю, то

тому (3)

т. е. робота виходу рівна взятій із зворотним знаком повній енергії верхнього електронного рівня Emaxвметалле, зайнятого електроном при температурі електронного газу Т=0; в свою чергу рівень Emaxравен рівню електрохімічного потенціалу Еоелектронного газу. Однак і це определене роботи виходу не цілком задовільне. Реальний метал не являє собою потенційного ящика з гладким дном, т. е.U¹const= -Wa, але всередині металу потенціал поля, в якому знаходиться кожний електрон, є періодична функція координат, определямая структурою гратки, а також станом всіх інших електронів. Можна дати наступне визначення енергії зв'язку електрона в твердому тілі, зокрема, в металі, що не залежить від конкретної моделі цього тіла. Сам факт стаціонарного існування електронів всередині нього свидетльствует, що система з Npионов і Ne=Npелектронов всередині металу, що знаходяться в рівновазі при температурі Т=0, володіє меншою енергією, ніж ті ж Npионов з Ne'= Ne- n електронами при тій же температурі також в стані рівноваги. Означаючи енергію першої системи через Е(Np, Ne), а другий-через Е (Np, Ne), можна записати зміну енергії при видаленні одного елекрона, т. е. роботу виходу при Т=0, в наступному вигляді: .

(4)

Це визначення роботи виходу аналогічне визначенню роботи іонізації нейтрального не збудженого атома. При Т > 0 визначення (4) робиться неоднозначним.

Розподіл електронів по енергіях в твердому

тілі (метали).

При постпроенії елетроной теорії твердого тіла потрібно оперделить, яке число dN електронів в тілі знаходиться в квантових станах, соответствущих деякому інтервалу енергій dE, інакше говорячи, треба знайти закон розподілу електронів по енергіях. Функція f(е) що характеризує цей розподіл, визначається, по-перше, імовірністю w(Е) заповнення квантового стану з енергією Е електроном:

f(Е) (1)

Функція залежить від властивостей частинок, створюючих систему. системи тотожних частинок згідно з квантової механіки підкоряються принципу нерозрізненості; для частинок зі спіном, рівним (фермиони), зокрема для електронів, з цього принципу витікає принцип Паулі. При температурі Т=0 рівноважним розподілом будь-яких частинок розподіл, відповідний мінімуму повної енергії. Для фермионов ця умова буде виконана, якщо ними будуть зайняті квантові стану, відповідні самим низим енергетичним рівням; число цих станів Z, очевидно, рівне N. При Т > 0 рівноважний стан відповідає мінімуму вільної енергії. Для системи ферминов ця умова задовольняється, якщо імовірність w(Е) рівна,

(2)

де E0- так званий електрохімічний потенціал системи (часто його називають також рівнем електрохімічного потенціалу або рівнем Фермі). Величина E0для системи електронів в деякому тілі, взята із зворотному знаком, називається також роботою виходу цього тіла і означається через з або ej, т. е. -E0=з=ej. Формулу (2) прийнято називати формулу Фермі. З (1), враховуючи (2), отримаємо

(3)

Розподіл електронів по енергіях, що дається формулою, називається розподілом Фермі. Для того щоб написати формулу цього розподілу в явному вигляді, потрібно знати електрохімічний потоенциал системи E0и закон розподілу густини станів електронів Електрохімічного потенціалу E0вичисляется з умови нормування:

де N- повне число електронів системи.

Селективний фотоефект

Для більшості чистих металевих фотокатодов сила фототока майже не залежить від характеру поляризації світла; лише розподіли фотоелектронов у напрямах вильоту трохи відмінні при фотоефекті, що викликається світлом, поляризованим паралельно і перпендикулярно до площини падіння. Спектральна характеристика у видимій і ближній ультрафіолетовій областях спектра плавно підіймається із зростанням частоти падаючого світла. У 1894 Ельстер і Гейтель, досліджуючи фотоефект з поверхні сплаву калію і натрію, рідкого при кімнатній температурі, виявили дві нові особливості в цьому явищі. По-перше, спектральна характеристика після підйому із зменшенням довжини світлової хвилі досягла максимума і потім спадала. Наявність найбільшої чутливості фотокатода при деякій довжині хвилі отримала назву спектральної селективности. По-друге, фототок виявився що істотно залежить від поляризації падаючого світла. Введемо наступні обознчения. Розкладемо електричний вектор світлової хвилі, падаючого на поверхню фотокатода під деяким кутом до неї, на дві компоненти: по-перше, на електричний вектор, який коливається в площині, перпендикулярній до площини падіння; будемо означати таке світло через; по-друге, на елекрический вектор, який коливається в площині падіння і, следоватльно, має складову, перпендикулярну до поверхні фотокатода; будемо означати таке світло черезº.

Було показано, що при нахилом падіння світлової хвилі фототок, що викликається світлом, значно менше фототока, викликаного світломº тієї ж интенсивонсти, що і світло. Ця залежність фотоефекту називається поляризаційний селективностью або векториальним ефектом.

На мал. 9 (а, б) показані

Рис 9 (а)

Залежність фотоефекту від довжини хвилі електричного вектора

колеблещегося в площині падіння

Рис 9 (би)

Залежність фотоефекту від довжини електричного вектора

колеблещегося в площині паралельної площини падіння

спектральні характеристики фотоефекту для іº з рідкого сплаву натрію і калію. Можна бачити, що спектральна селективность зумовлена світлом. Векториальний ефект істотно залежить від кута падіння світла. На мал. показана залежність фототока від кута падіння для світла сіº. Потрібно помітити, що дослідження векториального ефекту вимагає досить гладкої поверхні фотокатода, оскільки при наявності шорсткості поляризоване світло буде мати різну поляризацію по відношенню до площини падіння на по-різному орієнтованих елементах поверхні шероховатого фотокатода. Наилушими обьектами для подобих досліджень є поверхні рідких фотокатодов. Первинне обьяснение селективного фотоефекту связивалость з особливою орієнтацією атомів в фоточувствительном шарі, з іонізаційними потенціалами атомів цього шара, зі спеціальними умовами проходження електронів крізь потенційний бар'єр на межі і інш. Істотними для розуміння селективного фотоефекту виявилися роботи Айвса і його співробітників. У них було враховане те очевидне тепер положення, що фототок повинен бути пропорційний не кількості світлової енергії, падаючої на фотокатод, і не кількості її, поглиненій у всій товщі цього катода, а кількості, поглиненій в тому шарі його, з якого вийдуть фотоелектрони. Кількість поглощеной в цьому шарі енергії пропорціонально поглощательной здатності шара для світла частоти, що використовується в досвіді, і густині світлової енергії в цьому шарі (а не потоку, падаещему наповерхность). Природно тому, що лише світлове поле в цьому тонкому поверхневому шарі і визначає силу фототока.

квантомеханическая теорія фотоефекту

Основи квантомеханической теорії фотоелектронной емісії металів були створені І. Е. Таммом і С. П. Шубіним і згодом уточнені і доповнені Мітчелом і іншими дослідниками. Про початкові положення теорії Тамма-Шубина-Митчела і її результати ми тут скажемо тільки дуже трохи.

При побудові теорії передусім треба було з'ясувати, яким чином вільні електрони металу можуть поглащать фотони. Справа в тому, що абсолютно не пов'язаний електрон не може цілком поглинути фотон, оскільки при цьому не можна одночасно задовольнити законам збереження енергії і збереження імпульсу.

Наприклад, для найбільш простого сучая поглинання фотона електроном, що покоїться ці два закони можна записати так

де v - швидкість електрона після акту поглащения. Але ці два рівняння несумісні при будь-яких v < із, звідки і слідує, що фотоелектричне поглащение (так можна назвати випадок, коли фотон поглащаетсся цілком) фотона електроном, непов'язаним ні з яким третім тілом, невожможно. Це можна показати і в загальному випадку.

Але фотоелектричне поглинання можливе для електронів пов'язаних в атомі або кристале. Зокрема, зв'язком для вільних електронів металу служить їх взаємодія з періодичним полем всередині кристала і з полем в поверхневому шарі, т. е. з поверхневим потенційним бар'єром. Відповідно цим двом видам зв'язку фотоелектронна емісія розділяється на поверхневу, возниккающую в граничному шарі товщиною порядку 10-7см, і об'ємну, виникаючу всередині решотки кристала. Розрахунок показав, що фотоелектронної емісії металу головну роль грає поверхнева компонента, незважаючи на те, що з поверхневому шарі поглащается тільки дуже невелика частка енергії подуюшего світла. Що ж до об'ємної компоненти емісії, то вона робиться помітною тільки при частотах, багато великих граничної. Експериментальне підтвердження цього результату теорії можна бачити в дослідах по визначенню глибини зародження фотоелектронов. Якщо вимірювати фототок з плівок металу різної товщини (товщина плівки збільшується шляхом осадження на неї нових шарів металу), то виявляється, що, починаючи з товщини в 10-15 атомних шарів, як фототок, так і розподіл швидкостей фотоелектронов перестають залежати від товщини плівки, залишаючись такими ж, як для масивного металу. У той же час світло проникає в метал набагато глибше, оскільки плівки товщиною навіть в 100 атомних шарів ще проникні для світла. Це доводить, що переважна більшість фотоелектронов зараждается в поверхневому шарі металу. Теорія Тамма - Шубіна - Мітчелла дозволяє обчислити фотоелектронний струм, знайти його залежність від поляризації і визначити вигляд спектральної характеристики, а також розподіл швидкостей фотоелектронов. Якісний збіг з експериментом у всіх відносинах виходить хороше, і в деяких випадках можна говарить навіть про кількісну відповідність теорії і експерименту. Потрібно відмітити, що оптичні властивості металів недостатньо вивчені і це припятствует отриманню хороших кількісних результатів.

Застосування

У справжнє време на основі зовнішнього і внутерннего фотоефекту будується незліченне множиство приймачів випромінювання, що перетворюють світловий сигнал в електричний і объединнених загальним названием-фотоелементи. Вони знаходять вельми широке застосування в техніці і наукових дослідженнях. Саме різне об'єктивні і оптичні вимірювання немислимі в наш час без застосування того або інакшого типу фотоелементов. Сучасна фотометрія, спектрометрія і спектрофотометрія в найширшої оласти спектра, спетральний аналіз речовини, об'єктивне вимірювання вельми слабих світлових потоків, що спостерігаються, наприклад, при вивченні спектрів комбинационого розсіяння світла, в астрофізиці, біології, і т. д. важко уявити собі без застосування фотоелементов; реєстрація інфрачервоних спектрів часто осуществяется спеціальними фотоелементами для ллиноволновой області спектра. Надзвичайно широко використовується фотоелементи в техніці: контроль і управління виробничими процесами, разнобразние системи зв'язку від передачі зображення і телебачення до оптичної на лазерах і космічної техніки являють собою далеко не повний перелік областей застосування фотоелементов при розв'язанні найрізноманітніших питань в сучасній промисловості і зв'язку. Величезна різноманітність задач, що вирішуються з допомогою фотоелементов, викликала до життя надзвичайно велика різноманітність типів фотоелементов з різними технічними характеристиками. Вибір оптимального типу фотоелементов для рішення кожної конкретної задачі засновується на знанні цих характеристик. Дуже важливим достоїнством вакуумнихвакумних фотоелементов є їх висока постійність і линейность зв'язку светого потоку з фототоком. Тому вони тривалий час переважно використовувалися в обективной фотометрії, спектрометрії, і спектрофотометрії і спектральним аналізі у видимій і ультрафіолетовій областях спектра. Головним недоліком вакуумних фооелементов при світлових вимірюваннях потрібно вважати малість електричних сигналів, що виробляються цими приймачами світла. Останній недолік повністю усувається в фотоелектронних помножувачах (ФЕУ), що представляють як би розвиток фотоелементов. ФЕУ були уперше побудовані в 1934 р. Принцип дії ФЕУ можна прослідити на мал. 10

Ф Е1

Е3

А

ФК Е2А

ФК Е2

Рис 10.

Фотоелектрони, що емітуються з фотокатода ФК під дією електричного поля, прискорюються і попадають на перший проміжний електрод Е1. Падаючи на нього, фотоелектрони викликають емісію повторних електронів, причому в певних умовах ця повторна емісія може в декілька разів превшать первинний потік фотоелектронов. Конфігурація електродів така, що більшість фотоелектронов попадає на електрод Е1, а більшість повторних електронів попадає на наступний електрод Е2, де процес множення повторюється, і т. д. Повторні електрони з останнього з електродів (динодов), а їх буває до 10-15, збираються на анод. Загальний коефіцієнт посилення таких систем досягає 107-108, а інтегральна чутливість ФЕУ досягає тисяч ампер на люмен. Це, звісно, не означає можливості отримання великих струмів, а свидетелствует лише об врзможности вимірювання малих світлових потоків. Очевидно, ті ж технічні характеристики, що і у вакуумних фотоелементов, а також коефіцієнт посилення і його залежність від живильного напруження повністю характеризують ФЕУ.

У справжнє време останні повсюдно витісняють вакуумні фотоелементи. До недоліків ФЕУ потрібно віднести необхідність застосування джерела високовольтного і стабилизированого живлення, трохи гіршу стабільність чутливості і большії шуми. Однак шляхом примнения охолоджування фотокатодов і вимірювання не вихідного струму, а числа імпульсів, з яких кожний відповідає одному фотоелектрону, ці недоліки можуть бути значною мірою пригнічені. Великою перевагою всіх приймачів світла, що використовують зовнішній фотоефект, є те обстоятельятво, що їх фототок не змінюється при зміні навантаження. Це означає, що при малих значеннях фототока можна застосувати прктически як бажаний великий опір навантаження і тим самим досягнути значення падіння напруження на ньому, досить зручного для ригистрації і посилення. З іншого боку, замінюючи опір на ємність, можноб вимірюючи напруження на цій ємності, отримувати величину, пропорційну усередненій величині світлового потоку за заданий інтервал часу. Останні черезвичайно важливе в тих випадках, коли необхідно і змерить світловий потік від нестабільного джерела світла - ситуація, типова для спектроаналитическихизмерений.

Література

А. Н. ДОБРЕЦОВ, М. В. ГОМОЮНОВА

Емісійна електроника1966 м.

І. В. ГАПОНОВ.

Електроника1960г.

Г. С. ЛАНДСБЕРГ.

Оптіка1976 м.

Е. В. ШПОЛЬСКИЙ.

Атомна физика1984г.