Московський Державний Технічний Університет
ім. Баумана
Реферат
Фотоелектронна емісія.Ефективні фотокатоди
Дисципліна ______ ТГРУ
Студент ________Грігорьев С.АГрупа 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.
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 •
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
викликає фотоефект (
складу випромінювання (Закон Столєтова);
2) наявність довгохвильової (червоної) межі
виривається Фотоелектрони з даного фотокатода; лише випромінювання з довжиною хвилі
3) незалежність кінетичної енергії фотоелектронів від інтенсивності світла і лінійна залежність максимальної кінетичної енергії фотоелектронів (
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
Після подолання на поверхні металу потенційного порогу
або враховуючи, що
найбільшою кінетичною енергією при даному
Якщо знехтувати енергією теплового збудження електрона
(Рівняння Ейнштейна). при
Співвідношення Ейнштейна (2) лежить в основі ряду фотоелектричних методів вимірювання роботи виходу фотокатодов. Наприклад, величину c можна визначити, вимірюючи в сферичному конденсаторі (при
отже,
тобто при заданому
або
тобто
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
Якщо між електродами прикладена напруга, то електричне поле радіально і воно змінює тільки компонента
де К-повна енергія електрона. Формула дає частину повної енергії, яка не вимірюється
в методі гальмуючого поля між сферичними електродами. Якщо
тобто при
Для точок перетину характеристик з віссю абсцис виконується співвідношення
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
Рис 3
причому для H виходить 6, 61 ·
Цей досвід доводить також, що енергія фотона
u кн =
то
u зб =
тобто при заданій частоті
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
рис 5.
для інтегральної кривої, виміряної при
Фотографічні властивості емітерів прийнято характеризувати кількома величинами. Величина
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
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).
(3, 1 ев
Якісно вказане зростання Y з h
Спектральні характеристики квантового виходу
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
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
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:
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
Якщо енергію спочиваючого електронів поза металу покласти рівною нулю, то
тому
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:
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)
f (E)
Функція
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
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
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
Було показано, що при нахилом падіння світловий хвилі фотострум, що викликається світлом
На рис.9 (а, б) показані
Залежність фотоефекту від довжини хвилі електричного вектора
коливається в площині падіння
Залежність фотоефекту від довжини електричного вектора
коливається в площині паралельної площині падіння
спектральні характеристики фотоефекту для
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
____________________________________________________________________________
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