додати матеріал


Фотоелектронна емісія Ефективні фотокатоди

[ виправити ] текст може містити помилки, будь ласка перевіряйте перш ніж використовувати.

скачати


Московський Державний Технічний Університет
ім. Баумана

Реферат

Фотоелектронна емісія.
Ефективні фотокатоди
Дисципліна ______ ТГРУ
Студент ________Грігорьев С.А
Група Е8-62
Факультет "Енергомашинобудування"
Москва
Зміст
Введення
  1) Теорія фотоефекту
  2) Спектральні характеристики фотокатода
  3) Робота виходу
  4) Розподіл електронів в металі
  5) Селективний фотоефект
  6) квантомеханические теорія фотоефекту
  7) Застосування
8) Основні закономірності фотоефекту
9) Література

Введення
________________________________________________________
Серед різноманітних явищ в яких проявляється вплив світла на речовину важливе місце займає фотоелектричний ефект тобто випускання електронів речовиною під дією світла Аналіз цього явища привів до подання про світлові кванти та відіграв надзвичайно важливу роль у розвитку сучасних теоретичних уявлень. Разом з тим "фотоелектричний" ефект використовується у фотоелементах отримали виключно широке застосування в різноманітних галузях науки і техніки. Відкриття фотоефекту слід віднести до 1887 р., коли Герц виявив що висвітлення ультрафіолетовим світлом електродів іскрового проміжку знаходиться під напругою полегшує проскакування іскри між ними. Явище виявлене Герцов можна спостерігати на наступному легко здійсненно досвіді (рис.1.). Величина іскрового проміжку F підбирається таким чином, що в схемі складається з трансформатора Т і конденсатора З іскра проскакує з працею (один-два рази на хвилину) Якщо освітити електроди F зроблені з чистого цинку світлом ртутної лампи H g, то розряд конденсатора значно полегшується: іскра починає проскакувати досить часто, звичайно потужність трансформатора достатньо для швидкої зарядки конденсатора С. Помістивши між лампою і електродами F скло G ми перекривав доступ ультрафіолетовим променям і явище прекращается.Систематическое дослідження Гальвакса, А.Г. Столєтова та ін (1885 р.) з'ясували що в досвіді Герца справа зводиться до звільнення зарядів під дією світла потрапляючи в електричне поле між електродами, заряди ці прискорюються, іонізують навколишній газ і викликають розряд. А.Г. Столєтов здійснив досліди по фотоефекту використавши вперше невеликі різниці потенціалів між електродами. Схема дослідів застосовувана Столєтова, зображена на рис.

з


G


+ -


Основними результатами досліджень Столєтова, що мають значення і в наш час, були наступні висновки:
1) Найбільш ефективно діє ультрафіолетові промені.
2) Сила фотоструму пропорційна створюваної освітленості тіла (розряджаються дію за інших рівних умов пропорційно енергії активних променів, падаючих на розряджається поверхню.)
3) Під дією світла звільняється негативні заряди.
Цинкова пластинка, поєднана з електродами і заряджена негативно, освітлена ультрафіолетовим світлом, швидко розряджає електроскоп, та ж платівка, заряджена позитивно зберігає свій заряд, не дивлячись на освітлення. При ретельному спостереження за допомогою гальванометра великої чутливості можна помітити, що незаряджена платівка під дією падаючих променів заряджається позитивно, тобто втрачає частину своїх негативних зарядів, спочатку нейтралізувати її позитивний заряд. Кілька років по тому (1898 р). Леонардом і Томсоном були проведені визначення?? для звільнюваних електронів по відхиленню їх в електричному і в магнітному полях. Ці виміри дали для?? Значення 1, 76 • СГСМ, довівши, що звільнені світлом негативні заряди-електрони.

________________________________________________________

Фотоелектронна емісія металів

Фотоелектронної емісією або зовнішнім фотоелектричним ефектом
називається випускання електронів поверхнею твердого тіла під дією падаючого на нього електромагнітного випромінювання.
Основними законами фотоефекту можна вважати такі
1) пропорційність фотоструму інтенсивності світлового потоку J,
викликає фотоефект ( J) за умови незмінності спектрального
складу випромінювання (Закон Столєтова);
2) наявність довгохвильової (червоної) межі області спектру випромінювання
виривається Фотоелектрони з даного фотокатода; лише випромінювання з довжиною хвилі тобто з частотою C можуть виривати фотоелектронна;
3) незалежність кінетичної енергії фотоелектронів від інтенсивності світла і лінійна залежність максимальної кінетичної енергії фотоелектронів ( ), Вирваного з даного фотокатода світлом деякої частоти , Від цієї частоти:

4) безінерційність фотоефекту: встановлено, що фотострум з'являється і зникає разом з освітленням, запізнюючись не більше ніж
на
Якісне пояснення з хвильової точки зору на перший погляд не представляє труднощі. Справді це пояснення могло б виглядати так; падаюча електромагнітна хвиля викликає вимушені коливання електронів у металі; при резонансі між власним періодом коливання електронів і періоду падаючої хвилі амплітуда електрона стає настільки великою що він може вирватися за межі поверхні металу. Очевидно, що якщо ця картина вірна, то кінетична енергія з якою електрон залишає метал, повинна запозичувати у падаючої хвилі, і тому природно слід очікувати, що енергія фотоелектронів повинна знаходитися в прямій залежності з інтенсивністю падаючого світла. Численні досліди показали, що енергія фотоелектронів абсолютно не залежить від інтенсивності світла, підвищення інтенсивності збільшує лише число фотоелектронів і при тому в кількості суворо пропорційному інтенсивності - але не їх швидкості. Останнє залежить від частоти падаючого світла, а саме, із збільшенням частоти лінійно зростає енергія фотоелектронів. Всі ці закони фотоефекту представляються незрозумілими з точки зору хвильової природи світла. Незалежність енергії фотоелектронів від інтенсивності світла намагалися пояснити тим, що світла приписувалося роль "спускового механізму" тобто передбачалося, 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 зовсім не зрозумілим вплив частоти світла і крім того, якщо б це було вірно фотоефект повинен був би сильно залежати від температури металу. Пояснення основних закономірностей фотоефекту було дано на основі фотонної теорії світла (Ейнштейна, 1905 р.). Фотон, який володіє енергією поглинається електроном фотокатода в одиничному акті взаємодії, підвищуючи його енергію на величину Якщо до поглинання фотона кінетична енергія електрона була , Де межа Фермі, а - Позитивна чи негативна добавка, то після поглинання його енергія стане рівною Якщо імпульс такого електрона буде спрямований до поверхні, то, втративши шляхом енергію , електрон може досягти поверхні металу і вилетіти з катода.
Після подолання на поверхні металу потенційного порогу електрон забере з собою кінетичну енергію, що дорівнює

або враховуючи, що
.
найбільшою кінетичною енергією при даному , Очевидно, матимуть ті електрони, для яких втрати по дорозі дорівнюють нулю тобто
. (1)
Якщо знехтувати енергією теплового збудження електрона , То
(2)
(Рівняння Ейнштейна). при за цією теорією фотоефект неможливий. Таким чином, значення визначає найменшу частоту фотоактивних фотонів (червону кордон 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, величину c можна визначити, вимірюючи в сферичному конденсаторі (при ) Справжню різницю потенціалів катод-колектор, при якій фотострум припиняється. Дійсно (з урахуванням контактної різниці потенціалів)

отже,

тобто при заданому можемо обчислити і далі визначити із співвідношення

або

тобто
(4)
Закон Ейнштейна як показала експериментальна перевірка, суворо виконується для будь-яких фотокатодов, в тому числі і для складних) Для металів закон Ейнштейна вперше підтвердив на досвіді Р. Міллікен, і свого часу дослідження було виконане П. І. Лукирський і С.С. Прілежаєва, які застосували метод гальмуючого поля між сферичними електродами, раніше розроблений П. І. Лукирський.
Нехай в системі двох концентричних сферичних електродів емітером служить внутрішня сфера, розглянемо електрон, що вилетів з точки А під прямим кутом до радіусу ОА, і припустимо спочатку, що напруга між електродами відсутня. Електрон рухається з постійною швидкістю, і в міру наближення до зовнішнього електрода радіальна складова швидкості зростає, а складова, перпендикулярна до радіуса , Зменшується, і в точці прибуття В
(5)
Якщо між електродами прикладена напруга, то електричне поле радіально і воно змінює тільки компонента а залишається такою ж, як при відсутності поля. Значить, у точці прибуття електрона енергія, пов'язана з складової , Дорівнює
, (6)
де К-повна енергія електрона. Формула дає частину повної енергії, яка не вимірюється
в методі гальмуючого поля між сферичними електродами. Якщо , То і, поготів, , І вимірювана частина енергії дорівнює
, (7)
тобто при можна з великим ступенем точності вимірювати розподілу повних енергій електронів. Незмінна частина енергії буде найбільшою для електронів, початкова швидкість яких спрямована 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 несферичних катодом досить малого розміру. рис. показані результати вимірювання вольт-амперної характеристик для міді при трьох довжинах хвиль. З спектрально розкладеного потоку випромінювання виділяються монохроматичне пучок променів, який спрямовується на внутрішню сферу. Струм (дуже слабкий) вимірюється гальванометром. Форму виміряних вольт-амперних характеристик витлумачити неважко. Горизонтальний ділянка - це струм насичення, поточний в ускоряющем полі. На рис.4 масштаб обраний так, що ордината, що зображає струм насичення для всіх довжин хвиль однакова. У точці, де починається зниження кривих, відбувається перехід від прискорюючого поля до гальмуючому, і в цій точці напруга батареї компенсує контактну різницю потенціалів і справжнє напруга
.
Для точок перетину характеристик з віссю абсцис виконується співвідношення
зап Ф ем
де U зап - величина замикаючої напруги і Ф ем - робота виходу емітера. Таким чином, на підставі закону Ейнштейна затримує потенціал, при якому струм припиняється, лінійно залежить від частоти , Причому за кутом нахилу прямої можна определітьh (якщо е вважати відомим). На рис.3 показані прямі для Al і Cu,
\ S
Рис 3
причому для H виходить 6, 61 · ерг. сек, тобто чудове підтвердження закону Ейнштейна.
\ S Рис 4. У Ольта-амперна характеристика для Cu
Цей досвід доводить також, що енергія фотона в металі може переходити до одного з вільних електронів. У цьому полягає особливість фотоелектричного поглинання світла в металах. Положення початок вольт-амперної характеристики, тобто точка її перетину з віссю абсцис ---, не залежить від роботи виходу металу-емітера. Якщо позначити напруга батареї, при якому через U зб, то
зап) іст = u зб + u кн = Ф ем,

u кн = а-Ф ем),
то
u зб = Ф а),


тобто 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 ділянці гальмуючого поля являє собою інтегральну криву розподілу електронів по енергіях. У самому справі, абсциси цієї кривої в деякому масштабі рівні енергії електрона, а анодний струм, відкладений по осі ординат:
I a = e ,
де dN W   -Число електронів з енергіями в інтервалі від W до W + dW.Анодний струм I a, таким чином, пропорційний числу електронів, енергії яких перетворюють велічінуW 1 = eU a. Крива, що виражає зв'язок між енергією W 1 і числом часток, що мають енергію, що перевищує W 1, називається інтегральною кривою розподілу, Щоб отримати звичайну криву розподілу, потрібно продиференціювати графічно інтегральну криву розподілу. Це зроблено на рис.5
\ S
рис 5.
для інтегральної кривої, виміряної при Як видно, максимальні енергії фотоелектронів для металу, навіть при освітленні ультрафіолетовим світлом, тільки трохи перевищують 1ев, а найбільш ймовірна енергія (максимум кривої), грубо кажучи, вдвічі менше.
Фотографічні властивості емітерів прийнято характеризувати кількома величинами. Величина називається чутливістю катода. У цій формулі j-падаючий на фотокатод потік променистої енергії певної довжини хвилі, а - Фотострум, викликаний цим потоком. Множачи чисельник і знаменник на час t, отримаємо в чисельнику кількість електрики, понесене фотострумів за час t, а в знаменнику-енергію, що впала за той же час на фотокатод. Зазвичай чутливість вимірюють у кулонах на калорію (к.кал -1). Чутливість фотокатода можна також висловити у вигляді відношення числа електронів n е випускаються фотокатодом, до числа фотонів n р, що впали на його поверхню за той же час. Величину n e n р називають квантовим виходом Y, тобто

У цьому випадку розмірність - електрон на квант (ел / кв). Якщо частина енергії випромінювання, що впав на фотокатод, відбивається від нього або проходить наскрізь, то для оцінки ефективності фотокатода фізично більш доцільно його чутливість відносити не до падаючої, а до поглиненої енергії (або у випадку квантового виходу, не до числа падаючих, а поглинених квантів енергії). Чутливість фотокатода і квантовий вихід залежать від довжини хвилі падаючого випромінювання. Залежності і або ж називаються спектральними характеристиками фотокатода.
Практично для фотоелементів більший інтерес представляє повний фотострум, що виникає при висвітленні суцільним спектром, що даються розпеченим тілом, наприклад, спіраллю лампи розжарювання. Характеристика фотокатода в цьому випадку називається інтегральною чутливістю (розмірність в мікроампера на люмьен (мкл.лм -1)). Інтегральна чутливість, очевидно, визначається спектральною характеристикою фотокатода і спектральним складом випромінювання. Зазвичай інтегральна чутливість фотокатода визначається при використанні стандартного джерела опромінення. Таким джерелом є вольфрамова нитка розжарення лампи при температурі її, рівної 2770К (яркостная температура при цьому дорівнює 2848К).
Розглянемо коротко основи експериментальної техніки фотоелектричних вимірювань. Для визначення залежностей потрібне отримання монохроматичних потоків випромінювання різних довжин хвиль та вимірювання їх інтенсивності. Тип джерела випромінювання залежить від досліджуваної спектральній області. У видимій частині спектру (1.5 еВ 3, 1 ев) зазвичай користуються лампами розжарювання, що дає неперервний спектр. В області ближнього ультрафіолету ( );
(3, 1 ев 5, 63) широке поширення має ртутна кварцова лампа, яка випромінює лінійчатий спектр, який містить велику кількість спектральних ліній. В області вакуумного ультрафіолету (6, 2 ев 12, 3 ев), як правило, використовується іскровий розряд. (Це область спектра отримало свою назву 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 -5 тор.). Монохроматізація випромінювання довжин хвиль, великих 1200 , Може бути здійснена за допомогою призменних спектрографів. При цьому в якості оптичних матеріалів у видимій частині спектру використовується зазвичай скло, в області найближчого ультрафіолету до кварц. Можуть застосовуватись і інші матеріали, наприклад, кристали NaCl.В 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 ультрафіолету вимагає використання спектрографів з відбивають диспергуючими системами, наприклад, з увігнутою дифракційною решіткою. Вимірювання інтенсивностей потоків випромінювання зазвичай здійснюється за допомогою спеціально каліброваних термопар, термостолбіков і фотопомножувачів. У ряді випадків абсолютні значення фотострумів при використовуються интенсивностях випромінювання малі і їх вимір вимагає застосування високочутливих вимірювачів струму. У ряді випадків абсолютні значення фотострумів за даних интенсивностях випромінювання малі і їх вимір вимагає застосування високочутливих вимірювачів струму. Розглянемо результати експериментальних досліджень спектральних характеристик фотокатодов з масивних металів. Для лужних, а також деяких лужноземельних металів червона межа лежить у видимій частині спектра; для переважної ж більшості металів вона знаходитися в ультрафіолетовій області. Більш детальні дослідження фотоефекту з різних металів показали, однак, що при T> 0 різкій червоної межі не існує. У дійсності фотострум в області , Близьких до , Асимптотично наближається до нуля і визначення з експериментальної залежності , Строго кажучи, виконано бути не може. Лише спеціальна математична обробка експериментальних даних дозволяє знайти . Відсутність різкої червоною кордону при Т> 0 легко зрозуміти, якщо врахувати розподіл по енергіях електронів усередині твердого тіла. Нехтування величиною, . Зроблене вище, є точним лише при Т = 0.Прі Т> 0 величина може бути більше нуля. Це призведе, по-перше, до фотоефекту електронів з рівнів енергії E> - , Який може відбуватися і при , А по-друге, до наявності в фотоемісія електронів з кінетичними енергіями, більшими, ніж. . Однак число електронів у металі з енергіями мало. Тому й імовірність фотоелектричного поглинання при мала, і фотострум також малий. При для всіх металів їх квантовий вихід зростає при збільшенні ; Близько червоною кордону зростання фотоструму визначається залежністю
  i ф
Якісно вказане зростання Y з h легко пояснити з наступних простих міркувань. При h> h інтервал енергій електронів в металі, які можуть бути порушені світлом до енергій , Достатніх для вильоту з фотокатода, тим ширше, чим більше , Якщо, однак, при цьому < - E 1, де E 1 - рівень дна зони провідності в металі. Тому при збільшенні частоти світла ймовірність поглинання, що супроводжується переходами електронів на рівні , При тому ж загальному числі поглинених фотонів збільшиться, а отже і сила фотоструму, як правило, буде зростати. Крім того, поглинання з даною початковою енергією E фотона більшої енергії обумовлює чималу вірогідність виходу такого електрона з глибших шарів фотокатода. Інтервал частот випромінювань, з якими проводилися дослідження, прилеглий до , Як правило, невеликий і складає приблизно 0, 5 . У більшій спектральної області поблизу червоної межі досліджено лужні і почасти лужноземельні метали (Ba), для яких . Для них, на відміну від інших металів, спектральні характеристики в цій області енергій фотонів мають максимум. Приклади експеремтально отриманих спектральних характеристик поблизу червоної кордону для ряду металів показані на рис. (Ліворуч). Дані, отримані в різних експериментах, а іноді навіть і в одній і тій же роботі, не завжди добре узгоджуються між собою (рис. результати для Be). Це пояснюється тим, що квантовий вихід металевий емітерів поблизу червоної межі дуже чутливий до чистоти поверхні і змінюється в десятки і навіть сотні разів у процесі очищення і обезгажіванія емітера. Абсолютні значення квантового виходу для чистих металів в даному інтервалі мають порядок 10 -5 -10 -3 елвл і, очевидно, залежать від , Для ев елкв. спектральну характеристику з монотонним зростанням U при збільшенні прийнято називати нормальної характеристикою, а фотоефект у цьому випадку - нормальним. Якщо ж спектральна характеристика має максимум, фотоефект зазвичай називають селективним.
Спектральні характеристики квантового виходу при ев для ряду металів наведено на рис. (Праворуч). Основні відмітні особливості квантового виходу у вакуумному ультрафіолеті полягають у наступному. Для всіх досліджених металів чисельні значення U при ев порядку 10 -2 - 10 -1 ел / кв і, отже, в (10 ¸ 100) разів перевищують величини U у видимій та ближній ультрафіолетовій областях спектру. Області високих значень U передує сильне зростання U в інтервалі hn »(9 ¸ 12) ев. Згідно початок цього росту U при hn »(9 ¸ 10) ев збігається з областю, в якій помітно зменшується відображає здатність металів і починається значне зростання поглинання. Після швидкого зростання U, як правило, спостерігається досить пологий максимум, після якого настає спад кривої U (hn); особливо виразно цей максимум виявляється для фотоефекту з плівок. Початок спаду U збігається приблизно з областю, де поглинання починає зменшуватися і істотно зростає здатність металів пропускати випромінювання.
В області вакуумного ультрафеолета квантовий вихід значно менш чутливий до стану поверхні, ніж в області, прилеглої до червоної кордоні. Прогрів металів звичайно зменшує Y лише приблизно в 10 разів. плівки, напилені у вимірювальному приладі, в більшості випадків характеризуються в 1, 5 ¸ 2 рази більш низькими значеннями Y, ніж плівки тих же металів в атмосфері. Так само як і в довгохвильовій області, є розкид (приблизно в межах одного порядку) у значеннях Y, виміряних різними авторами.
Цілий ряд досліджень присвячено з'ясуванню впливу температури катода на фотострум. Початкові досліди з природним світлом давали неясні результати і в загальному встановлювали слабку залежність i ф від Т, якщо зміна температури не викликало зміни стану поверхні, агрегатного стану або фазових перетворень. Вивчення фотоефекту викликається монохроматичним світлом, безсумнівно, встановило температурний ефект. При цьому фотострум i ф слабо змінюється з Т для n »n о і різко зростає з підвищенням температури при n ~ n o (і особливо для n <n o). Прикладом можуть служити дані для Рd, наведені на рис.6
\ S
Рис 6.

Поведінка струму було таке, наче n o зменшувалася із зростанням температури. Ефективно червоне кордон зсувалася в область менших n із зростанням Т, і вид спектральної характеристики в області n »n o істотно змінювався; крива i ф (n) у цій області спектра робилася положення і визначення n про ставала вельми не визначеним.
Цінну інформацію про механізм фотоефекту можуть дати результати досліджень з енергетичних розподілів фотоелектронів. Ці дослідження проводилися або методом відхилення в магнітному полі, або методом задерживающего потенціалу. Як показали ще одні з перших досліджень у видимій і ближній ультрафіолетовій областях спектру, енергетичний спектр фотоелектронів емітованих металами безперервний і займає область від нуля до деякого максимального значення Е мах, що визначається співвідношенням Ейнштейна. Було показано, що при hn, близьких до hn o, енергетичний спектр фотоелектронів слабо залежить від природи металу. Він зображується плавною кривою з максимумом ріс.C зростанням hn поступово збільшується відносна кількість повільних електронів, але загальний характер кривої 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 істотно зменшується кількість фотоелектронів з енергіями та близькими до них. Для К, наприклад, така зміна енергетичного спектру по спостерігається при hn ~ - E 1. Поява великої відносного кількість повільних електронів в спектрі фотоелектронів при досить великих hn пояснюється зазвичай декількома можливими причинами:
1) Великими втратами енергії, пов'язаними з порушенням фотоелектронами при їх русі до поверхні плазмових коливань
2) Втратами енергії при взаємодії з електронами провідності, що перетворюють швидкі внутрішні первинні Фотоелектрони в повільні; деякі з порушених електронів провідності також брати участь у фотоемісія в якості повільних фотоелектронів; таким чином, при цьому механізмі один поглинений фотон достатньої енергії може сприяти виникненню двох повільних фотоелектронів ;
3) одночасним порушенням при поглинанні одного кванта випромінювання двох електронів, у цьому випадку, як і в попередньому, деякі з фотонів достатньої енергії можуть створювати два фотоелектрон. Енергетичний спектр фотоелектронів за даними підтвердженими в останні роки в роботі, також істотно змінюється при переході до дуже тонким металевим плівкам. Так, згідно при hn = 3, 38 ев енергетичний спектр електронів для плівки товщиною в 8 атомних шарів помітно відрізняється від такого для плівки товщиною 40 атомних шарів рис.8
\ S
Рис 8
Для тонких плівок кількість повільних електронів зменшується і зростає число електронів з енергіями, близькими до максимальної, оскільки втрати енергії, що призводять до перетворення швидких фотоелектронів у повільні, на більш короткому шляху до поверхні в тонкому фотокатоде зменшуються.
Питання про вид спектральних характеристик фотокатодов, про розподіл фотоелектронів по енергіях і про температурні залежності фотоструму лежать поза рамками первинної теорії Ейнштейна. Розгляд їх потребує уточнення теорії фотоефекту. Рішення завдання побудови такої детальної теорії принципово мало б вестися за таким планом: перш за все слід з'ясувати при даній температурі Т розподіл електронів у металі за різним станам; далі, з'ясувати ймовірність поглинання електроном, що знаходяться в деякому стані, фотона частоти n і визначити стан, в яке електрон при цьому переходить. Потім потрібно знайти функцію розподілу збуджених електронів по станам. Далі слід визначити для електронів, порушених у глибині металу, ймовірності проходження ними шляху від місця порушення до поверхні, а також втрати енергії на цьому шляху. Потім треба знайти вираз для потоку електронів з даною енергією, що падають на потенційний поріг на кордоні металу, і визначити імовірність проходження ними через цей поріг. Нарешті, помноживши число електронів із заданою енергією, що падають зсередини на 1см 2 поверхні фотокатода за 1 сек, на ймовірність виходу, можна знайти для даної частоти фотоелектронів із заданою енергією поза металу (криву розподілу фотоелектронів по енергіях). На закінчення, інтегруючи по всіх енергій, можна знайти повний фотострум 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 електронної теорії металів. Для пояснення існування електронного газу всередині металу необхідно було припустити наявність у кордонів металу якогось поля сил f (x), спрямованих всередину металу і перешкоджають вильоту вільних електронів у зовнішній простір. При видалення електрона з металу відбувається робота проти цих сил - робота виходу:
(1)
Таким чином, в класичній теорії металів робота виходу дорівнювало стрибка потенційної енергії електрона на кордоні металу.
У зоммерфельдовской моделі металу поняття роботи виходу дещо ускладнилося. Інтеграл вираження (1) визначав так звану зовнішню роботу виходу W a, рівну повної глибині потенційного скриньки металу. Однак навіть при температурі електронного газу Т = 0, на відміну від класичної теорії, вважалося що не всі електрони володіли кінетичної енергією, що дорівнює нулю, але розподілялися по енергіях від нуля до деякої максимальної W i рівної межі розподілу Фермі. Тому найменша енергія, яку необхідно повідомити одному з електронів в провідності при Т = 0 для видалення його з металу, виявилося рівної
c = W a-W i (2)
Якщо енергію спочиваючого електронів поза металу покласти рівною нулю, то

тому (3)
тобто робота виходу дорівнює взятій з протилежним знаком повної енергії верхнього електронного рівня E max в металі, зайнятого електроном при температурі електронного газу Т = 0; у свою чергу рівень E max дорівнює рівню електрохімічного потенціалу E o електронного газу. Однак і це визначення роботи виходу не цілком задовільно. Реальний метал не представляє собою потенційного ящика з гладким дном, т.е.U ¹ const =-W a, але всередині металу потенціал поля, в якому перебуває кожна електрон, є періодична функція координат, обумовлена ​​структурою решітки, а також станом всіх інших електронів. Можна дати наступне визначення енергії зв'язку електрона в твердому тілі, зокрема, в металі, не залежне від конкретної моделі цього тіла. Сам факт стаціонарного існування електронів всередині нього свідчить, що система з N p іонів і N e = N p електронів всередині металу, що знаходяться в рівновазі при температурі Т = 0, має меншу енергію, ніж ті ж N p іонів з N e '= N e - N електронами при тій же температурі також у стані рівноваги. Позначаючи енергію першої системи через E (N p, N e), а другий - через E (N p, N e), можна записати зміна енергії при видаленні одного електрона, тобто роботу виходу при Т = 0, в наступному вигляді:
. (4)
Це визначення роботи виходу аналогічно визначенню роботи іонізації нейтрального не порушення атома. При T> 0 визначення (4) робиться неоднозначним.
Розподіл електронів по енергіях в твердому
тілі (метали).
При побудові електронної теорії твердого тіла потрібно визначити, яке число dN електронів в тілі знаходиться у квантових станах, відповідних деякого інтервалу енергій dE, інакше кажучи, треба знайти закон розподілу електронів по енергіях. Функція f (e) характеризує цей розподіл, визначається, по-перше, вірогідністю w (E) заповнення квантового стану з енергією Е електроном:
f (E) (1)
Функція залежить від властивостей частинок, що утворюють систему. системи тотожних частинок згідно квантової механіки підкоряються принципу нерозрізненості; для частинок зі спіном, рівним (Ферміони), зокрема для електронів, з цього принципу випливає принцип Паулі. При температурі Т = 0 рівноважним розподілом будь-яких частинок розподіл, відповідне мінімуму повної енергії. Для ферміонів ця умова буде виконана, якщо ними будуть зайняті квантові стани, які відповідають найбільш низьким енергетичним рівням; число цих станів Z, очевидно, так само N. При T> 0 рівноважне стан відповідає мінімуму вільної енергії. Для системи Ферміна ця умова задовольняється, якщо ймовірність w (E) дорівнює

, (2)
де E 0 - так званий електрохімічний потенціал системи (часто його називають також рівнем електрохімічного потенціалу або рівнем Фермі). Величина E 0 для системи електронів в деякому тілі, взята з зворотному знаком, називається також роботою виходу цього тіла і позначається через c або ej, тобто-E 0 = c = 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 потенціал системи E 0 і закон розподілу щільності станів електронів Електрохімічного потенціалу E 0 обчислюється з умови нормування:

де N-повне число електронів системи.
__________________________________________________________
Селективний фотоефект
Для більшості чистих металевих фотокатодов сила фотоструму майже не залежить від характеру поляризації світла; лише розподілу фотоелектронів за напрямками вильоту дещо відмінні при фотоефекті, що викликається світлом, поляризованим паралельно і перпендикулярно до площини падіння. Спектральна характеристика у видимій та ближній ультрафіолетовій областях спектру плавно піднімається 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 з зменшенням довжини світлової хвилі досягла максимуму і потім падала. Наявність найбільшої чутливості фотокатода при деякій довжині хвилі отримало назву спектральної селективності. По-друге, фотострум виявився істотно залежать від поляризації падаючого світла. Введемо наступні позначення. Розкладемо електричний вектор світлової хвилі, що падає на поверхню фотокатода під деяким кутом до неї, на два компоненти: по-перше, на електричний вектор, який коливається в площині, перпендикулярної до площини падіння; будемо позначати таке світло через , По-друге, на електричний вектор, який коливається в площині падіння і, отже, має складову, перпендикулярну до поверхні фотокатода; будемо позначати таке світло через º.
Було показано, що при нахилом падіння світловий хвилі фотострум, що викликається світлом , Значно менше фотоструму, викликаного світлом º тієї ж інтенсивності, що і світло . Ця залежність фотоефекту називається поляризаційної селективністю або векторіальним ефектом.
На рис.9 (а, б) показані

\ S Рис 9 (а)
Залежність фотоефекту від довжини хвилі електричного вектора
коливається в площині падіння
\ S Рис 9 (б)
Залежність фотоефекту від довжини електричного вектора
коливається в площині паралельної площині падіння

спектральні характеристики фотоефекту для і º з рідкого сплаву натрію і калію. Можна бачити, що спектральна селективність обумовлена світлом. Векторіальний ефект істотно залежить від кута падіння світла. На рис. показана залежність фотоструму від кута падіння для світла з і º. Слід зауважити, що дослідження векторіального ефекту вимагає досить гладкою поверхні фотокатода, так як при наявності шорсткості поляризоване світло буде мати різну поляризацію по відношенню до площини падіння на різному орієнтованих елементах поверхні шорсткого фотокатода. Найкращими об'єктами для подібних досліджень є поверхні рідких фотокатодов. Первісне пояснення селективного фотоефекту пов'язувалося з особливою орієнтацією атомів в фоточутливому шарі, з іонізаційними потенціалами атомів цього шару, зі спеціальними умовами проходження електронів крізь потенційний бар'єр на кордоні та ін
Істотними для розуміння селективного фотоефекту виявилися роботи Айвс і його співробітників. У них було враховано те ​​очевидне тепер становище, що фотострум повинен бути пропорційний не кількості світлової енергії, що падає на фотокатод, і не кількості її, поглиненому у всій товщі цього катода, а кількості, поглиненому в тому шарі його, з якого виходять Фотоелектрони. Кількість поглинутої в цьому шарі енергії пропорційно поглощательной здатності шару для світла частоти , Використовуваної в досвіді, і щільності світлової енергії в цьому шарі (а не потоку, що падає на поверхню). Природно тому, що лише світлове поле в цьому тонкому поверхневому шарі і визначає силу фотоструму.
____________________________________________________________________________
Квантомеханические теорія фотоефекту
Основи квантомеханические теорії фотоелектронної емісії металів були створені І. Є. Таммом і С. П. Шубін і згодом уточнені і доповнені Мітчелом та іншими дослідниками. Про вихідних положеннях теорії Тамма-Шубіна-Мітчела і її результати ми тут скажемо тільки дуже небагато.
При побудові теорії перш за все треба було з'ясувати, яким чином вільні електрони металу можуть поглинати фотони. Справа в тому, що абсолютно не пов'язаний електрон не може повністю поглинути фотон, так як при цьому не можна одночасно задовольнити законам збереження енергії і збереження імпульсу.
Наприклад, для найбільш простого випадку поглинання фотона почилих електроном ці два закони можна записати так


де v - швидкість електрона після акту поглинання. Але ці два рівняння несумісні за будь-яких v <c, звідки і випливає, що фотоелектричне поглинання (так можна назвати випадок, коли фотон поглинається цілком) фотона електроном, незв'язаним ні з яким третім тілом, неможливо. Це можна показати і в загальному випадку.
Але фотоелектричне поглинання можливо для електронів пов'язаних в атомі або кристалі. Зокрема, зв'язком для вільних електронів металу служить їх взаємодія з періодичним полем всередині кристалу та з полем у поверхневому шарі, тобто з поверхневим потенційним бар'єром. Відповідно до цих двох видів зв'язку фотоелектронна емісія поділяється на поверхневу, що виникає в граничному шарі товщиною порядку 10 -7 см, і об'ємну, що виникає всередині гратки кристала. Розрахунок показав, що фотоелектронної емісії металу головну роль грає поверхнева компонента, незважаючи на те, що з поверхневому шарі поглинається тільки дуже невелика частка енергії падаючого світла. Що ж стосується 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 фотоелектронів. Якщо вимірювати фотострум 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 фотострум, так і розподіл швидкостей фотоелектронів 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 у 100 атомних шарів ще проникні для світла. Це доводить, що переважна більшість фотоелектронів заражається в поверхневому шарі металу. Теорія Тамма - Шубіна - Мітчелла дозволяє обчислити фотоелектронний струм, знайти його залежність від поляризації і визначити вид спектральної характеристики, а також розподіл швидкостей фотоелектронів. Якісне збіг з експериментом у всіх відносинах виходить хороше, і в деяких випадках можна говорити навіть про кількісний відповідно теорії та експерімента.Следует відзначити, що оптичні властивості металів недостатньо вивчені і це перешкоджає отриманню хороших кількісних результатів.
            
Застосування
В даний час на основі зовнішнього і внутрішнього фотоефекту будується незліченна безліч приймачів випромінювання, що перетворюють світловий сигнал в електричний і об'єднаних загальною назвою - фотоелементи. Вони знаходять досить широке застосування в техніці і наукових дослідженнях. Найрізноманітніші об'єктивні та оптичні вимірювання немислимі в наш час без застосування того чи іншого типу фотоелементів. Сучасна фотометрія, спектрометрія і спектрофотометрія у найширшій області спектру, спектральний аналіз речовини, об'єктивне вимір дуже слабких світлових потоків, які спостерігаються, наприклад, при вивченні спектрів комбінаційного розсіювання світла, в астрофізиці, біології, і т.д. важко уявити собі без застосування фотоелементів; реєстрація інфрачервоних спектрів часто здійснюється спеціальними фотоелементами для дліноволновой області спектра. Надзвичайно широко використовується фотоелементи в техніці: контроль і управління виробничими процесами, різноманітні системи зв'язку від передачі зображення і телебачення до оптичної на лазерах і космічної техніки являють собою далеко не повний перелік областей застосування фотоелементів при вирішенні найрізноманітніших питань у сучасної промисловості і зв'язку. Величезна різноманітність завдань, що вирішуються за допомогою фотоелементів, викликало до життя надзвичайно велику різноманітність типів фотоелементів з різними технічними характеристиками. Вибір оптимального типу фотоелементів для вирішення кожної конкретної задачі грунтується на знанні цих характеристик. Дуже важливою гідністю вакуумних фотоелементів є їх висока сталість і лінійність зв'язку світлового потоку з фотоструму. Тому вони тривалий час переважно використовувалися в об'єктивній фотометрії, спектрометрії, і спектрофотометрії і спектральним аналізі у видимій та ультрафіолетовій областях спектру. Головним недоліком вакуумних фотоелементів при світлових вимірах слід вважати трохи електричних сигналів, вироблюваних цими приймачами світла. Останній недолік повністю усувається в фотоелектронних помножувачі (ФЕП), що представляють як би розвиток фотоелементів. ФЕУ були вперше побудовані в 1934 р.
Фотоелектрони, що емітуються з фотокатода ФК під дією електричного поля, прискорюються і потрапляють на перший проміжний електрод Е 1. Падаючи на нього, Фотоелектрони викликають емісію вторинних електронів, причому в певних умовах ця вторинна емісія може в кілька разів перевищувати первинний потік фотоелектронів. Конфігурація електродів така, що більшість фотоелектронів потрапляє на електрод Е 1, а більшість вторинних електронів потрапляє на наступний електрод Е 2, де процес множення повторюється, і т.д. Вторинні електрони з останнього з електродів, а їх буває до 10-15, збираються на анод. Загальний коефіцієнт посилення таких систем досягає 10 7 -10 8, а інтегральна чутливість ФЕУ сягає тисяч ампер на люмен. Це, звичайно, не означає можливості отримання великих струмів, а свідчить лише про можливість вимірювання малих світлових потоків. Очевидно, ті ж технічні характеристики, що й у вакуумних фотоелементів, а також коефіцієнт посилення і його залежність від напруги живлення повністю характеризують ФЕП.
В даний час останні повсюдно витісняють вакуумні фотоелементи. До недоліків ФЕУ слід віднести необхідність застосування джерела високовольтного і стабілізованого харчування, багато гіршу стабільність чутливості і великі шуми. Однак шляхом застосування охолодження фотокатодов і вимірювання не вихідного струму, а числа імпульсів, з яких кожен відповідає одному фотоелектрон, ці недоліки можуть бути в значній мірі пригнічені. Великою перевагою всіх приймачів світла, використовують зовнішній фотоефект, є та обставина, що їх фотострум не змінюється при зміні навантаження. Це означає, що при малих значеннях фотоструму можна застосувати практично як завгодно великий опір навантаження і тим самим досягти значення падіння напруги на ньому, достатньо зручного для реєстрації і підсилення. З іншого боку, замінюючи опір на ємність, можна було вимірюючи напруга на цій ємкості, отримувати величину, пропорційну усередненої величини світлового потоку за заданий інтервал часу. Останні надзвичайно важливо в тих випадках, коли необхідно виміряти світловий потік від нестабільного джерела світла - ситуація, типова для спектро-ананалітіческіх вимірювань.

__________________________________________________________
Основні закономірності фотоефекту
Фотоелектронна емісія підпорядковується таким закономірностям.
1) Фотоелектронний струм пропорційний інтенсивності світлового потоку (закон Столєтова).
2) Кінетична енергія фотоелектронів не залежить від інтенсивності світлового потоку, при цьому максимальне значення енергії фотоелектронів визначається законом Ейнштейна
,
де - робота виходу речовини.
Із закону Ейнштейна випливає наявність довгохвильової (червоної) межі фотоелектронної емісії, яка визначається умовою
Тут - мінімальна енергія кванта, при якій відбувається виривання фотоелектронів з матеріалу; відповідна цієї енергії максимальна довжина хвилі
Строго кажучи, це співвідношення справедливе тільки при температурі абсолютного нуля. При більш високих температурах енергетична межа фотоефекту стає нерезкой через розмиття рівня Фермі.
Температурна залежність фотоелектронного струму поблизу описується законом Фаулера. Однак у більшості прикладних завдань цей фактор можна не враховувати.
3) При інтенсивних світлових потоках (створюваних, наприклад, за допомогою лазерів) лінійна залежність фотоелектронного струму від інтенсивності світлового потоку може порушуватися, тобто порушується закон Столєтова. Можливо також порушення закону Ейнштейна через виникнення многофотонной фотоелектронної емісії, зумовленої поглинанням одним електроном декількох фотонів. При висвітленні матеріалів сонячним випромінюванням такі процеси мають малу ймовірність.
Основною характеристикою зовнішнього фотоефекту є спектральна залежність квантового виходу - залежність числа еміттіруемих фотоелектронів, що припадають на один фотон, від енергії фотонів (або від довжини хвилі). На рис. 6.7 як приклад показана така спектральна залежність квантового виходу для окису індію. Спектральні залежності квантового виходу і потоки фотоелектронів з поверхні для різних матеріалів достатньо близькі. Для більшості матеріалів щільність струму фотоелектронної емісії при висвітленні їх Сонцем за межами земної атмосфери складає ~ (1-5). 10 -5 А / м 2.

Література
 

1. Е. В. Шпольський.
Атомна фізика 1984
2. А. Н. ДОБРЕЦОВ, М. В. ГОМОЮНОВА
Емісійна електроніка 1966
3. І. В. Гапонов.
Електроніка 1960
4. Г. С. Ландсберг.
Оптика 1976
5. Ю.С. ПРОТАСОВ, С.М. Чувашії
Фізична електроніка 2001
Додати в блог або на сайт

Цей текст може містити помилки.

Фізика та енергетика | Реферат
123.8кб. | скачати


Схожі роботи:
Ефективні продажі
Ефективні переговори
Ефективні рішення в BTL
Ефективні шляхи виходу з конфліктів
Емісія грошей
Емісія грошей
Середовище менеджменту Ефективні комунікації Ситуація
Ефективні характеристики випадково неоднорідних середовищ
Ефективні прийоми проведення уроків фізкультури
© Усі права захищені
написати до нас
Рейтинг@Mail.ru