Фотоелектронна емісія, зовнішній фотоефект, випускання електронів твердими тілами і рідинами під дією електромагнітного випромінювання (фотонів) у вакуум або ін. середовища. Практичне значення в більшості випадків має Ф. е. з твердих тіл (металів, напівпровідників, діелектриків) у вакуум. Основні закономірності Ф. е. полягають в наступному: 1) кількість електронів, що випускаються, пропорційна інтенсивності випромінювання; 2) для кожної речовини при певному стані його поверхні і температурі Т ® 0 До існує поріг – мінімальна частота w 0 (або максимальна довжина хвилі l 0 ) випромінювання, за якою Ф. е. не виникає; 3) максимальна кінетична енергія фотоелектронів лінійно зростає з частотою випромінювання і не залежить від його інтенсивності.
Ф. е. – результат 3 послідовних процесів: поглинання фотона і появи електрона з високою (по порівнянню з середньою) енергією; рухи цього електрона до поверхні, при якому частина енергії може розсіятися; виходу електрона в ін. середовище через поверхню розділу. Кількісною характеристикою Ф. е. є квантовий вихід Y – число електронів, що вилетіли, що доводиться на 1 фотон випромінювання, падаючого на поверхню тіла. Величина Y залежить від властивостей тіла, стану його поверхні і енергії фотонів.
Ф. е. з металів виникає, якщо енергія фотона ( – Планка постійна, w – частота випромінювання) перевищує роботу виходу металу е j. Остання для чистих поверхонь металів > 2 ев (а для більшості з них > 3 ев ), тому Ф. е. з металів (якщо робота виходу не понижена спеціальним покриттям поверхні) може спостерігатися у видимій і ультрафіолетовій (для лужних металів і барії) або лише в ультрафіолетовій (для всіх ін. металів) областях спектру. Поблизу порогу Ф. е. для більшості металів Y ~ 10 -4 електрон/фотон. Мала величина Y обумовлена тим, що поверхні металів сильно відображають видиме і ближнє ультрафіолетове випромінювання (коефіцієнт віддзеркалення R > 90%), так що в метал проникає лише мала доля падаючого на нього випромінювання. Крім того, фотоелектрони при русі до поверхні сильно взаємодіють з електронами провідність, якій в металі багато (~ 10 22 см -3 ), і швидко розсіюють енергію, отриману від випромінювання. Енергію, достатню для здійснення роботи виходу, зберігають лише ті фотоелектрони, які утворилися поблизу поверхні на глибині, що не перевищує декілька нм ( мал. , а) . Менш «енергійні» фотоелектрони можуть пройті без втрат енергії в десятки разів більшу дорогу в металі, але їх енергія недостатня для подолання поверхневого потенційного бар'єру і виходу у вакуум.
Із збільшенням енергії фотонів Y металів зростає спочатку повільно. При = 12 ев Y чистих металевих плівок (отриманих випаром металу у високому вакуумі) складає для Al 0,04, для Bi – 0,015 електрон/фотон. При > 15 ев R різко падає (до 5%), а Y збільшується і в деяких металів (Pt, W, Sn, Ta, In, Ве, Bi) досягає 0,1–0,2 електрон/фотон. Випадкові забруднення можуть сильно понизити j, унаслідок чого поріг Ф. е. зрушується убік довших хвиль, і Y в цій області може сильно зрости. Різкого збільшення Y і зрушення порогу Ф. е. металів у видиму область спектру досягають, покриваючи чисту поверхня металу моноатомним шаром електропозитивних (див. Іонізація ) атомів або молекул (Cs, Rb, Cs 2 O), створюючих на поверхні дипольний електричний шар. Наприклад, шар Cs знижує (і відповідно зрушує поріг Ф. е.: для W – від 5,05 до 1,7 ев , для Ag – від 4,62 до 1,65 ев, для Cu – від 4,52 до 1,55 ев, для Ni – від 4,74 до 1,42 ев .
Ф. е. з напівпровідників і діелектриків. У напівпровідниках і діелектриках сильне поглинання електромагнітного випромінювання починається від енергій фотонів , рівних ширині забороненої зони D E (для прямих оптичних переходів). При » D E поглинання показник До » 10 4 см -1 і із збільшенням (зростає до 10 5 см -1 . Поріг Ф. е., де з – спорідненість до електрона, тобто висота потенційного бар'єру для електронів провідності ( мал. , би) . В несильно легованих напівпровідниках електронів провідності мало, тому тут, в відмінність від металів, розсіяння енергії фотоелектронів на електронах провідності ролі не грає. У цих матеріалах фотоелектрон втрачає енергію при взаємодії з електронами валентної зони (ударна іонізація) або з тепловими коливаннями кристалічної решітки (народження фононів ). Швидкість розсіяння енергії і глибина, з якої фотоелектрони можуть вийти у вакуум, залежать від величини з і від співвідношення з і D E . Якщо з > 2 D E , то фотоелектрон з початковою кінетичною енергією ³ з народжує електронно-діркову пару. Довжина пробігу на розсіяння енергії в такому акті (1–2 нм ) у багато разів менше глибини проникнення випромінювання в кристал (0,1–1 мкм ). Т. о., що в цьому випадку пригнічує частину фотоелектронів по дорозі до поверхні втрачає енергію і не виходить в вакуум. Така картина має місце в Si (D E = 1,1 ев, з = 4,05 ев ) ; в Ge (D E = 0,7 ев, з = 4,2 ее); у Gaas (D E = 1,4 ев, з = 4,07 ев ) і ін. напівпровідниках. У цих матеріалах поблизу порогу Ф. е. Y ~ 10 -6 електрон/фотон і навіть на відносно великій відстані від порогу (при = + 1 ев ) все ще не перевищує 10 -4 електрон/фотон. Якщо з < D E , але більше енергії оптичного фонона (10 -2 ев ) , те фотоелектрони втрачають енергію при народженні оптичних фононів. При такому механізмі втрат енергія фотоелектронів розсівається в напівпровідниках на довжині пробігу всього 10–30 нм. Тому, якщо понизити (напівпровідника, наприклад від 4 до 1 ев, Ф. е. поблизу порогу залишається малою. У кристалах лужно-галоїдних з'єднань довжина пробігу більше 50–100 нм невелике, тому Y таких кристалів різко зростає від самого порогу Ф. е. і досягає високих значень. Так, в CSJ D E = 6,4 ев, з = 0,1 ев і вже при = 7 ев (тобто всього на 0,6 ев від порогу), Y = 0,1 електрон/фотон і практично не змінюється при збільшенні .
Вживання. Із-за великих D E поріг Ф. е. для лужно-галоїдних кристалів лежить в ультрафіолетовій області спектру, для якої вони (у вигляді тонкої плівки на провідній підкладці) є хорошими фотокатодами . Для більшості технічних вживань важливі також матеріали, що володіють високим Y для видимого і ближнього інфрачервоного випромінювань при малих D E і c . Найбільш поширені (і технічно добре освоєні) як фотокатоди напівпровідникові матеріали на основі елементів I і V груп періодичної системи елементів, часто у поєднанні з киснем (Cs 3 Sb, Na 2 Ksb і ін.). У них D E < 2 ев , з < 2 ев і Y у видимої області спектру досягає величини ~ 0,1 електрон/фотон.
Удосконалення техніки очищення поверхонь напівпровідників в надвисокому вакуумі дозволило різко понизити напівпровідників типа A III B V і Si р -тіпа до величини < D E з одночасним створенням в тонкому приповерхневому шарі напівпровідника сильного внутрішнього електричного поля, прискорюючого фотоелектрони. При цьому робота виходу < D E , а висота поверхневого потенційного бар'єру (нижче за рівень дна зони провідності в об'ємі кристала. В результаті забезпечується вихід у вакуум значного числа електронів, що термалізують (що мають теплові енергії), з великої глибини порядку дифузійної довжини неосновних носіїв заряду (~ 10 -4 см ) . Фотокатоди такого типа називаються фотокатодами з негативною електронною спорідненістю ( мал. , би). Вони володіють найвищим квантовим виходом в ближньої інфрачервоної області спектру, що досягає 0,09 електрон/фотон при l = 1,06 мкм.
Ф. е. широко використовується для дослідження енергетичної структури речовин, для хімічного аналізу (фотоелектронна спектроскопія ) , у вимірювальній апаратурі, в звуковідтворюючій кіноапаратурі і в приладах автоматики (фотоелементи, фотоелектронні помножувачі ), в передавальних телевізійних трубках (суперіконоскоп, суперортикон ) , в інфрачервоній техніці (електроннооптичний перетворювач ) і у ін. приладах, призначених для реєстрації випромінювань рентгенівського, ультрафіолетового, видимого і ближнього інфрачервоного діапазонів довжин хвиль.
Літ.: Собольова Н. А., Фотоелектронні прилади, М., 1965; Соммер А., Фотоемісійні матеріали, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1973; Собольова Н. А., Новий клас електронних емітерів, «Успіхи фізичних наук», 1973, т. Ill, ст 2, с. 331–53: Нерозжарювані катоди, М., 1974.
