5.2. Фотоэлектронная эмиссия из металлов

Граничная частота выражена резко только при Т=0, поскольку при Т=0 существует резкая граница в распределении электронов в металле:

При Т˃0 часть электронов имеет энергию выше E_F. Для них граничная частота меньше частоты , определяемой из соотношения:

.

Рассмотрим зависимость спектральной чувствительности фотокатода от частоты ( ) (спектральную характеристику) для металлов.

Если Т=0, то характеристика начинается с , то есть, когда энергия фотона как раз равна и фотон вырывает электрон с самого верхнего уровня – уровня .

При увеличении становятся все более доступными нижележащие уровни энергии и эмиссия возрастает. Соответственно и величина растет. Однако этот рост происходит в замедляющемся темпе, поскольку при приближении ко дну зоны проводимости функция плотности состояний («густота уровней») уменьшается и наклон зависимости ( ) уменьшается. При энергии кванта света становятся доступными все электроны зоны проводимости и для наступает насыщение. Однако в реальности этого насыщения не происходит (!) из-за не учета того фактора, что вероятность элементарного акта поглощения фотона с увеличением частоты падает (пунктирная линия на рисунке). При учете этого фактора после прохождения через максимум величина уменьшается. Таким образом, мы видим, что металлы обладают селективной чувствительностью.

5.3. Фотоэлектронная эмиссия из диэлектриков и полупроводников

Рассмотрим фотоэлектронную эмиссию из диэлектриков и полупроводников.

В неметаллических кристаллах в фотоэмиссии принимают участие электроны не только зоны проводимости, но и электроны валентной зоны и примесных уровней.

Рассмотрим беспримесный (собственный) полупроводник при Т=0.

В этом случае зона проводимости пуста и фотоэмиссия идет из валентной зоны. При этом работа выхода фотоэффекта Ф есть .

Т о же самое имеет место и в диэлектриках (изоляторах). Поскольку в диэлектриках и при высоких температурах (комнатных, например) электронов в зоне проводимости практически нет, фотоэмиссия в них идет из валентной зоны.

В собственных полупроводниках при Т ˃ 0 фотоэмиссия идет как из валентной зоны, так и из зоны проводимости.

Рассмотрим примесные полупроводники.

Донорный полупроводник:

При очень низких температурах эмиссия идет с уровня и работа выхода фотоэффекта есть . При высоких температурах эмиссия идет с и работа выхода фотоэффекта равна .

Акцепторный полупроводник:

, . При очень низких температурах эмиссия идет только с , при высоких – как с , так и с .

6. Вторичная электронная эмиссия

Испускание электронов твердыми телами при бомбардировке их заряженными или нейтральными частицами называется вторичной электронной эмиссией (ВЭЭ).

Будем рассматривать далее ВЭЭ, обусловленную бомбардировкой электронами. ВЭЭ характеризуется коэффициентом вторичной эмиссии, обозначаемым как σ. σ – это отношение числа покидающих электрод за единицу времени вторичных электронов к числу ударяющихся о него в единицу времени первичных электронов.

ВЭЭ происходит как из металлов, так и из полупроводников и диэлектриков.

При больших значениях энергии первичных электронов вторичные электроны могут выбиваться как из зоны проводимости, так и из валентной зоны.

Зависимость σ от энергии первичных электронов имеет вид:

σ

V – ускоряющая разность потенциалов (напряжение на аноде).

eV – энергия электрона в конце ускорения (у анода) этим полем.

У металлов σ_max больше 1, но не намного. У диэлектриков и полупроводников σ_max больше единицы и может достигать 10 (!).

Процесс вторичной электронной эмиссии представляется следующим образом. Первичный электрон, проникая внутрь тела, отдает свою кинетическую энергию атомам тела и одному или нескольким электронам. Электрон, получивший энергию (вторичный электрон), в твердом теле начинает двигаться с равной вероятностью по всем направлениям. Часть электронов имеет скорость, направленную к поверхности. По пути к поверхности такой электрон, сталкиваясь с атомами и электронами, теряет часть своей энергии и подходит к поверхности. Если у такого электрона энергии достаточно, он преодолевает потенциальный барьер Ф и выходит из твердого тела.

Малое значение σ для металлов объясняется большой концентрацией электронов проводимости, приводящей к усиленному взаимодействию вторичных электронов с этими электронами и, соответственно, к меньшему выходу их из металла, то есть к меньшему значению σ. В полупроводниках концентрация свободных электронов мала, вторичные электроны испытывают меньшее число соударений и меньше теряют энергию, и доходят до поверхности в большем количестве.

Исходя из представления о ВЭЭ, как о глубинном процессе, можно объяснить общий ход зависимости σ от энергии первичных электронов σ(E) (см. рисунок). При малой энергии первичных электронов число вторичных электронов с увеличением энергии увеличивается и σ возрастает. Вместе с тем возрастает и глубина проникновения первичных электронов. Поэтому возрастают потери энергии вторичных электронов на их пути к поверхности. В максимуме зависимости σ(E) потери уравновешивают увеличение числа вторичных электронов. При дальнейшем увеличении E образование вторичных электронов происходит все глубже, потери возрастают и превышают увеличение числа вторичных электронов – σ уменьшается.

ВЭЭ находит применение в фотоэлектронных умножителях (ФЭУ), при помощи которых регистрируются весьма слабые световые сигналы. Нарисуем схему ФЭУ и схему подключения его к внешней цепи.

n – число эмиттеров (динодов).

Коэффициент усиления фотоэлектронного умножителя определяется формулой:

,

где I_n и I₀ – величина тока анода и величина тока катода, соответственно. Если, к примеру, σ=10 и n=10, то k=10¹⁰ (!).