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 Ф. э. сдвигается в сторону более длинных волн, и
Y в этой области может сильно возрасти. Резкого увеличения
Y и сдвига порога Ф. э. металлов в видимую область спектра достигают, покрывая чистую поверхность металла моноатомным слоем электроположительных (см.
Ионизация ) атомов или молекул (Cs, Rb, Cs
2 O), образующих на поверхности дипольный электрический слой. Например, слой Cs снижает (и соответственно сдвигает порог Ф. э.: 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 .
Ф. э. из полупроводников и диэлектриков. В полупроводниках и диэлектриках сильное поглощение электромагнитного излучения начинается от энергий фотонов
, равных ширине запрещенной зоны D
E (для прямых оптических переходов). При
» D
Eпоглощения показатель К » 10
4см-1 и с увеличением (возрастает до 10
5см-1. Порог Ф. э.
, 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 D
E . Если c > 2 D
E , то фотоэлектрон с начальной кинетической энергией ³ c 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 (D
E = 1,1
эв, c = 4,05
эв )
; в Ge (D
E = 0,7
эв, c = 4,2 эе); в GaAs (D
E = 1,4
эв, c = 4,07
эв ) и др. полупроводниках. В этих материалах вблизи порога Ф. э. 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 < D
E , 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, Ф. э. 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 Ф. э. и достигает высоких значений. Так, в CsJ D
E = 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 Ф. э. 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 (Cs3 Sb, Na2 KSb 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
< D
E с одновременным созданием в тонком приповерхностном слое полупроводника сильного внутреннего электрического поля, ускоряющего фотоэлектроны. При этом работа выхода
< D
E , 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. Ф. э. 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.
Энергетические схемы фотоэлектронной эмиссии из металла (а); полупроводника
с c > 2DE (б); полупроводника с поверхностью, обработанной до «отрицательного» электронного сродства (ej < DE) (в). В области сильного внутреннего электрического поля энергетические зоны изогнуты; клеточки показывают заполненные электронные состояния; жирная черта — дно зоны проводимости; j — поверхностный потенциальный барьер.
