Фотоэлектронная эмиссия (стр. 4 из 7)
Качественно указанное возрастание Y с h
легко объяснить из следующих простых соображений .При h >h интервал энергий электронов в металле , которые могут быть возбуждены светом до энергий 
, достаточных для вылета из фотокатода , тем шире , чем больше 
, если , однако, при этом 
< – E1 , где E1— уровень дна зоны проводимости в металле.Поэтому при увеличении частоты света вероятность поглашения , сопровождающегося переходами электронов на уровни 
, при том же общем числе поглащенных фотонов сделается больше, а следовательно и сила фототока, как правило, будет возростать. Кроме того, поглощение с данной начальной энергией E фотона большей энергии 
обусловливает немалую вероятность выхода такого электрона из более глубоких слоев фотокатода.Интервал частот излучений, с которыми проводились исследования, 
прилегающий к 
, как правило, невелик и составляет примерно 0,5 
. В большей спектраьной области вблизи красной границы исследованы щелочные и отчасти щелочноземельные металлы (Ba) , ждля которых 
.Для них, в отличие от остальных металлов,спектральные характеристики в этой области энергий фотонов 
имеют максимум. Примеры эксперемтально полученных спектральных характеристик полученных вблизи красной границы для ряда металлов показаны на рис.слева.Данные, полученные в разных работах,а иногда даже и в одной и той же работе,не всегда хорошо согласуются между собой (рис. результаты для Be). Это объясняется тем,что квантовый выход металлический эммитеров вблизи красной границы очень чувствителен к чистоте поверхности и изменяется в десятки и даже сотни раз в процессе очистки и обезгаживания эмиттера. Абсалютные значения квантового выхода для чистых металлов в расматриваемом интервале 
имеют порядок 10 -5—10 -3 элвл и, очевидно, зависят от 
, для 
эв 
элкв .Спектральную характеристику с монотонным ростом U при увеличении 
принято называть нормальной характеристикой, а фотоэффект в этом случае -нормальным.Если же спектральная характеристика имеет максимум, фотоэффект обычно называют селективным.Имеется ряд работ, относящихся к области вакуумного ультрафиолета.Число их невелико, и они были выполнены главным образом в середине пятидесятых годов. Спектральные характеристики квантового выхода
при 
эв для ряда металлов приведены на рис. справа.Основные отличительные особенности квантового выхода в вакуумном ультрафиолете состоят в следующем.Для всех иследованных металлов численые значения U при 
эв порядка 10-2 - 10-1 эл/кв и, следовательно ,в (10¸100) раз превышают величины U в видимой и ближней ультрафеолетовой областях спектра. Области высоких значений U предшествует сильный рост U в интервале hn»(9¸12) эв.Согласно начало этого роста U при hn»(9¸10) эв совпадает с областью, в которой заметно уменьшается отражющая способность металлов и начинается значительный рост поглащения. После быстрого роста U , как правило, наблюдается довольно пологий максимум, после которого следует спад кривой U( hn) ; в особенности отчетливо этот максимум обнаруживается для фотоэффекта с пленок.Начало спада U совпадает примерно с областью, где поглощение начинает уменьшаться и существенно возрастает способность металлов пропускать излучение.В области вакуумного ултрафеолета квантовый выход значительно менее чувствителен к состоянию поверхности , чем в области , прилегающей к красной границе .Прогрев металлов обычно уменьшает Y лишь примерно в 10 раз. пленки ,напыленные в измерительном приборе , в большинстве случаев характеризуются в 1,5¸2 раза более низкими значениями Y , чем пленки тех же металлов , побывавшие в атмосфере.Так же как и в длинноволновой области , имеется разброс (примерно в пределах одного порядка ) в значениях Y, измеренных разными авторами.
Целый ряд исследований посвящен выяснению влияния температуры катода на фототок. Первоначальные опыты со спектрально неразложенным светом давали неясные результаты и в общем устанавливали слабую зависимость iф от Т,если изменение температуры не вызвало изменения состояния поверхности, агрегатного состояния или фазовых превращений. Изучение фотоэффектаб вызываемого монохроматическим светом,не сомненно,установило температурный эффект.Прит этом фототок iф слабо меняется с Т для n » nо и резко возростает с повышением температуры при n~no(и в особенности для n<no). Примером могут служить данные для Рd ,приведенные на рис.6
Рис 6.
По ведениетока было таково как будто no уменьшалось с ростом температуры.Эффективная красная граница смещалась в область меньших n с ростом Т , и вид спектральной характеристики в области n»no сушественно менялся ; кривая iф(n) в этой области спектра делалась положе и определение nо становилась весьма не определенным .
Ценную информацию о механизме фотоэффекта могут дать резултаты исследований по энергетическим распределениям фотоэлектронов. Эти исследования проводились либо методом отклонения в магнитном поле, либо методом задерживающего потенциала.Как показали еще ранние иследования в видимой и ближней ультрафиолетовой областях спектра , инергетический спектр фотоэлектронов эмиттированых массивными металлами непрерывен и занимает область от нуля до нектрого максимального значения Емах , определяемого соотношением Энштейна. Было показано , что при hn , близких к hno , энергетический спектр фотоэлектронов слабо зависит от природы металла. Он изображается плавной кривой с максимумом рис.C ростом hn постепенно увеличивается относительное число медленных электронов, но общий характер кривой сохраняется
(см. рис 7. Кривые 1,2 и 3).
Рис7.
Начиная с некоторого значения hn, характер кривых распределения усложняется , значительно возрастает относительная доля медленных электронов и существкнно уменьшается количество фотоэлектронов с энергиями и близкими к ним. Для К, например , такое изменение энергетического спектра по наблюдается при hn ~ - E1 . Появление большого относительного количество медленых электронов в спектре фотоэлектронов при достаточно больших hn объяясняется обычно несколькими возможными причинами:
1) Большими потерями энергии, связанными с бозбуждением фотоэлектронами при их движении к поверхности плазменых колебаний
2) Потерями энергии при взаимодействии с электронами проводимости , превращающими быстрые внутеннии первичные фотоэлектроны в медленные ; некоторые из возбужденных электронов проводимости также принимать участие в фотоэмиссии в качестве медленных фотоэлектронов; таким образом, при этом механизме один поглощенный фотон достаточной энергии может способствовать возникновению двух медленных фотоэлектронов;
3) Однвременном возбуждением при поглощении одного кванта излучения двух электронов; в этом случае, как и в предыдущем, некоторые из фотонов достаточной энергии могут создавать два фотоэлектрона.Энергитический спектр фотоэлектронов по данным подтвержденным в последние годы в работе, также существенно меняется при переходе к очень тоньким металлическим пленкам. Так, согласно при hn=3,38 эв энергитеческий спектр электронов для пленки толщиной в 8 атомных слоев заметно отличается от такового для пленки толщиной 40 атомных слоев рис.8
Рис 8
Для тонких пленок количество медленных электронов уменьшается и возрастает число электронов с энергиями, близкими к максимальной, так как потери энергии, приводящие к превращению быстрых фотоэлектронов в медленные,на более коротком пути к поверхности в тонком фооткатоде уменьшаеются .
Вопросы о виде спектральных характеристик фотокатодов , о распределении фотоэлектронов по энергиям и о температурной зависимости фототока лежат вне рамок первоначальной теории Эйнштейна . Рассмотрение их требует уточнения теории фотоэффекта . Решение задачи построения такой детальной теории принципиально должно было бы вестись по следующему плану : прежде всего следует выяснить при данной температуре Т распределение электронов в металле по различным состояниям ; далее , выяснить вероятность поглащения электроном , находяшимся в некотором состоянии , фотона частоты n и определить состояние, в которое электрон при этом переходит. Затем требуется найти функцию распределения возбужденных электронов по состояниям. Далее следует определить для электронов, возбужденных в глубине металла,вероятности прохождения ими пути от места возбуждения до поверхности, а также потери энергии на этом пути.Затем надо найти выражение для потока электронов с данной энергией , падающих на потенциальный порог на границе металла, и определить вероятность прохождения ими через этот порог.Наконец,помножив число электронов с заданной энергией,падающих изнутри на 1см2 поверхности фотокатода за 1 сек, на вероятность выхода, можно найти для данной частоты фотоэлектронов с заданной энергией вне металла (кривую распределения фотоэлектронов по энергиям ). В заключение,интегрируя по всем энергиям,иожно найти полный фототок как функцию Т и n (спектральные характеристики для различных Т ).