фотоэлектронная эмиссия

ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ (внешний фотоэффект)- испускание электронов твёрдыми телами или жидкостями под действием эл--магн. излучения в вакуум или др. среду. Практич. значение имеет Ф. э. из твёрдых тел в вакуум. Открыта в 1887 Г. Герцем.

Основные законы Ф. э. 1) Количество эмитируемых электронов (величина фототока) пропорционально интенсивности падающего излучения. 2) Для каждого вещества при определённом состоянии его поверхности, обусловливающем его работу выхода, существует длинноволновая граница Ф. э. l₀, за к-рой (при l>l₀) Ф. э. не наблюдается. Длинноволновой границе l₀ соответствует пороговая энергия фотонов hv₀(v₀=c/l₀). 3) Макс. кинетич. энергия фотоэлектронов линейно возрастает с частотой v падающего излучения и не зависит от его интенсивности:

Эти законы строго выполняются лишь при T=0 К. При T>0 К наблюдается Ф. э. и при l>l₀ , но с малым квантовым выходом. Законы нарушаются также при высоких интенсивностях падающего излучения когда становятся заметными многофотонные процессы (см. ниже).

Ф. э. может быть представлена как результат трёх после-доват. процессов: поглощение фотона и появление электрона с высокой (по сравнению со средней) энергией; движение этого электрона к поверхности, при к-ром часть его энергии может рассеяться за счёт взаимодействия с др. электронами или дефектами и колебаниями кристаллич. решётки (фононами); выход электрона в вакуум или др. среду через потенц. барьер на границе раздела. В металлах Ф. э. в видимой и УФ-областях спектра связана с поглощением фотонов электронами проводимости. В полупроводниках и диэлектриках Ф. э. в этой области спектра определяется в осн. возбуждением электронов из валентной зоны. Важной количеств. характеристикой Ф. э. является квантовый выход Y-число эмитированных электронов в расчёте на один фотон, падающий на поверхность тела. Величина Y определяется свойствами вещества, состоянием его поверхности и энергией фотонов.

Ф. э. из металлов. Длинноволновая граница Ф. э. из металлов определяется величиной их работы выхода Ф(l₀=hc/Ф) . Для чистых поверхностей большинства металлов Ф> 3 эВ и лишь для щелочных и нек-рых щелочноземельных металлов Ф = 2-3 эВ. Поэтому Ф. э. из последних может наблюдаться в видимой и УФ-областях спектра, в то время как для всех остальных металлов Ф. э. наблюдается только УФ-области. Нанесение моноатомных плёнок щелочных и щелочноземельных металлов на др. металлы снижает работу выхода и тем самым сдвигает границу Ф. э. в длинноволновую область.

Квантовый выход Ф. э. из металлов в видимой и ближней УФ-областях Y<=10^-3 электрон/фотон. Это связано прежде всего с малой глубиной выхода фотоэлектронов, к-рая значительно меньше глубины поглощения света в металле. Большинство фотоэлектронов рассеивает свою энергию до подхода к поверхности и теряет возможность выйти в вакуум. При энергии фотонов вблизи порога фотоэффекта большинство фотоэлектронов возбуждается ниже уровня вакуума и не даёт вклада в фотоэмиссионный ток. Кроме того, коэф. отражения в видимой и ближней УФ-областях велик и лишь малая часть излучения поглощается в металле. Эти ограничения частично снимаются в дальней УФ-области спектра, где Y достигает величины 10^-2 электрон/фотон при (рис. 1). Случайные загрязнения могут снизить Ф и сдвинуть порог Ф. э. в сторону более длинных волн. При этом Y в дальней УФ-области спектра может возрасти.

Рис. 1. Спектральная зависимость квантового выхода фотоэмиссии для чистой поверхности Сu.

При энергии фотонов вблизи порога спектральная характеристика и температурная зависимость Ф. э. из металлов хорошо описываются феноменологич. теорией Фаулера, согласно к-рой

(1)

где -постоянная Ричардсона. Пороговая энергия Ф. э. строго определена только при Т= 0 К. При T>0 К Ф. э. наблюдается и при энергии фотонов hv<hv₀

Внеш. электрич. поле уменьшает работу выхода и вследствие этого смещает порог Ф. э. на величину (Е-напряжённость поля у поверхности металла, е - заряд электрона; см. Шоттки эффект).

В полупроводниках и диэлектриках порог Ф. э. , где -ширина запрещённой зоны, c - электронное сродство, равное высоте потенц. барьера на границе для электронов проводимости. Величина hv₀, иногда называемая для полупроводников фотоэлектрич. работой выхода, как правило, превосходит Ф. При hv<hv₀ может наблюдаться Ф. э. с очень малым квантовым выходом, связанная с возбуждением электронов с уровней примесей, дефектов и поверхностных состояний, расположенных в запрещённой зоне, а также из зоны проводимости (в вырожденных полупроводниках n-типа). Для большинства чистых полупроводников hv₀>3,5 эВ и Ф. э. наблюдается только в УФ-области. Исключение составляют антимони-ды щелочных металлов (Cs₃Sb и др.), для к-рых Ф. э. наблюдается не только в УФ-, но и в видимой области спектра, а для Na₂KSb(Cs) и в ближней ИК-области до 900 нм (см. Фотокатод ).Нанесение на полупроводники моноатомных слоев щелочных и щелочноземельных металлов, а также монослоёв этих металлов и кислорода приводит к уменьшению c и hv₀.

Спектральная зависимость квантового выхода Ф. э. из полупроводников вблизи порога, т. е. при возбуждении электронов из валентной зоны, имеет вид где в зависимости от типа оптич. переходов и механизма рассеяния фотоэлектронов.

Для полупроводников величина Y определяется рассеянием энергии фотоэлектронами при их движении к границе раздела. В случае слаболегированных полупроводников электронов проводимости мало и осн. механизмом рассеяния энергии фотоэлектронов является взаимодействие их с электронами валентной зоны (ударная ионизация) и с фононами. Скорость рассеяния энергии фотоэлектронами и глубина, из к-рой они могут выйти в вакуум (глубина выхода), зависят от величины и от соотношения c и Если , то кинетич. энергия фотоэлектронов в полупроводнике превышает и фотоэлектроны могут рассеять свою энергию на ударную ионизацию (генерацию электронно-дырочных пар). В таком процессе фотоэлектроны рассеивают сразу значит. часть энергии и могут потерять возможность выйти в вакуум. В результате глубина выхода фотоэлектронов мала, а Y<=10^-3 электрон/ фотон (рис. 2).

Рис. 2. Спектральная зависимость квантового выхода фотоэмиссии для сильнолегированного кремния п- и p-типов 1 -n-тип, 2-p-тип.

Если , но больше энергии оптич. фонона ((2p/h)w~ 10^-2 эВ), то ударная ионизация невозможна и фотоэлектроны теряют свою энергию на генерацию оптич. фононов. При таком рассеянии длина свободного пробега электрона составляет всего несколько нм, однако в одном акте рассеяния теряется лишь малая часть энергии (~10^-2 эВ). Поэтому длина, на к-рой фотоэлектрон рассеивает значит. часть своей энергии и теряет возможность выйти в вакуум (глубина выхода), оказывается значительно большей и в ряде случаев достигает неск. десятков нм. Квантовый выход Y растёт с уменьшением c и при может достигать величины электрон/фотон. Все эфф. фотокатоды (квантовый выход электрон/фотон) являются полупроводниками с малым положит. или от-рицат. электронным сродством.

Дырочные полупроводники имеют более высокий квантовый выход Ф. э., чем электронные, что объясняется существованием приповерхностного пространственного заряда и связанного с ним электрич. поля. В электронных полупроводниках приповерхностное электрич. поле тормозит фотоэлектроны и препятствует их выходу в вакуум. Напротив, в дырочных полупроводниках электрич. поле ускоряет фотоэлектроны к поверхности и способствует их выходу в вакуум. Все эфф. фотокатоды являются полупроводниками p-типа.

В случае дырочных полупроводников, где вблизи поверхности энергетич. зоны изогнуты вниз (электрич. поле ускоряет фотоэлектроны), снижение c может привести к тому, что, хотя c>0 , уровень вакуума (энергия покоящегося электрона в вакууме) оказывается ниже дна зоны проводимости в объёме полупроводника. В такой ситуации говорят об отрицат. электронном сродстве (ОЭС).

Рис. 3. Энергетическая схема приповерхностной области полупроводников с ОЭС. Стрелками показан выход в вакуум горячих (1) и терма лизованных (2) электронов.

При Ф. э. из полупроводников с ОЭС в вакуум могут выйти не только горячие электроны ,как в обычных полупроводниках, но и электроны, возбуждённые светом на дно зоны проводимости или термализованные в зоне проводимости полупроводника (рис. 3). Термализованные электроны подходят к поверхности полупроводника из глубины, равной диффузионной длине неосновных носителей заряда, к-рая в десятки раз больше глубины выхода горячих электронов и превышает глубину поглощения света даже в области спектра вблизи края фундам. поглощения. Т. о., даже те электроны, к-рые генерируются светом в глубине полупроводника, могут выйти в вакуум. Проходя в процессе Ф. э. приповерхностную область изгиба зон, электроны становятся горячими и могут, потеряв часть своей энергии, опуститься ниже уровня вакуума и не дать вклад в фототек. Однако при сильном легировании полупроводников ширина области изгиба зон может быть сделана меньше длины свободного пробега горячих электронов, что резко уменьшает эффекты рассеяния в области изгиба зон. В результате длинноволновая граница Ф. э. из полупроводников в этом случае соответствует ширине запрещённой зоны полупроводника, а квантовый выход Ф. э. оказывается большим во всей области их фоточувствительности . Форма спектральной характеристики квантового выхода Ф. э. из полупроводников с ОЭС вблизи порога описывается выражением

Здесь R - коэф. отражения, a-коэф. оптич. поглощения, L - диффузионная длина электронов, В-вероятность выхода фотоэлектронов в вакуум, т. е. вероятность прохождения области изгиба зон и границы раздела полупроводник- вакуум. Обычно В лежит в пределах

Исследования Ф. э. из полупроводников с ОЭС впервые проведены Широм и ван Лааром в 1965 на монокристаллах p-GaAs, сколотых в сверхвысоком вакууме и покрытых монослоем Cs. Была получена Ф. э. с длинноволновой границей, соответствующей мкм), и высоким квантовым выходом. В дальнейшем исследования Ф. э. из эпитаксиальных плёнок GaAs, поверхность к-рых очищалась прогревом в сверхвысоком вакууме, а также использование для снижения работы выхода не только цезия, но и кислорода позволили довести величину квантового выхода Ф. э. из GaAs с ОЭС до 30-40%. Ф. э. с высоким квантовым выходом в области спектра до l=1,1 мкм была получена при реализации ОЭС в Si и полупроводниковых твёрдых растворах соединений A^IIIB^V (GaInAs, InAsP, InGaAsP) (рис. 4).

Рис. 4. Спектральные характеристики квантового выхода фотоэмиссии из полупроводников с ОЭС:

Зонная структура GaAs и нек-рых др. полупроводниковых соединений типа A^IIIB^V такова, что при освещении их светом с круговой поляризацией возбуждённые электроны в зоне проводимости оказываются поляризованными по спину, причём степень поляризации составляет 50%. В случае ОЭС такие электроны могут выйти в вакуум, образуя пучок спин-поляризованных электронов. Степень поляризации электронов, эмитированных из GaAs с ОЭС, достигает .

Энергетич. распределение фотоэлектронов отражает структуру начальных и конечных состояний, между к-рыми происходит электронный переход при поглощении фотона, а также механизм рассеяния фотоэлектронов в процессе их движения к поверхности.

Сильное электрич. поле (внешнее и внутреннее) влияет на Ф. э. из полупроводников. Внеш. электрич. поле в соответствии с эффектом Шоттки снижает величину c и тем самым сдвигает порог Ф. э. в длинноволновую часть спектра и повышает величину квантового выхода Ф. э. вблизи порога. Внутр. электрич. поле вблизи поверхности полупроводника ускоряет фотоэлектроны к поверхности, также увеличивая квантовый выход Ф. э. Если электрич. поле достаточно сильное, выйти в вакуум смогут даже фотоэлектроны, находящиеся в объёме полупроводника вблизи дна зоны проводимости ниже уровня вакуума. Дополнит. энергию, необходимую для выхода в вакуум, фотоэлектроны приобретают в электрич. поле. При этом порог Ф. э. будет определяться шириной запрещённой зоны полупроводника , к-рая может быть значительно меньше, чем Ф. Для создания областей сильного электрич. поля обычно используют полупроводниковые структуры с р-n-переходами и контактами полупроводник- металл (см. Контактные явления в полупроводниках). На рис. 5 представлены спектральные характеристики Ф. э. из контакта полупроводник - металл p-InGaAs-Ag Работа выхода плёнки Ag снижена адсорбцией цезия и кислорода до Ф= 1,1 эВ. При обратном смещении на контакте возникает Ф. э. с порогом

Рис. 5. Спектральные характеристики квантового выхода фотоэмиссии из контакта полупроводник - металл p-InGaAs-Ag-Cs-O при различных значениях внешнего напряжения;

Рентгеновская Ф. э. связана с возбуждением фотоэлектронов с глубоких атомных уровней твёрдого тела. Характерной особенностью фотоэлектронных спектров рентг. Ф. э. является наличие узких линий, соответствующих фотоэлектронам, вышедшим из тела без рассеяния энергии. При использовании мягкого рентг. излучения энергия эмитированных электронов составляет неск. сотен эВ. Длина свободного пробега таких электронов равна 0,5-2 нм, так что линейчатая часть спектров рентг. Ф. э. отражает состав приповерхностного слоя твёрдого тела толщиной неск. монослоёв. Эта особенность спектров рентг. Ф. э. позволяет их использовать для анализа состава поверхности в рентг. фотоэлектронной спектроскопии.

Многофотонная Ф. э. возникает при большой интенсивности падающего излучения и связана с одноврем. поглощением электроном двух или более фотонов. Она наблюдается в области энергий фотонов, значительно меньших, чем порог обычной (однофотонной) Ф. э., при hv>hv₀/n (hv₀ - порог обычной Ф. э., а п - число одновременно поглощённых фотонов). Величина плотности фототока при многофотонной Ф. э. определяется соотношением (I-интенсивность падающего излучения). Наблюдение и исследование многофотонной Ф. э. стало возможным после появления лазеров, способных создавать монохроматич. световые потоки большой интенсивности. Двухфотонная Ф. э. впервые наблюдалась в 1964 на Cs₃Sb при освещении неодимовым лазером (hv=1,17 эВ) с интенсивностью При . Трёхфотонная Ф. э. наблюдалась впервые в 1967 на золоте (hv₀=4,8 эB) при освещении рубиновым лазером (hv=1,78 эВ) с интенсивностью I>10⁵ Вт/см² . При I=5^.10⁵ Вт/см² А/см². На тех же образцах Аu наблюдалась двухфотонная Ф. э. при использовании излучения второй гармоники рубинового лазера (hv=3,75 эВ) с интенсивностью I>10³ Вт/см², При I=10⁴ Вт/см² А/см². Лит.: Соммер А., Фотоэмиссионные материалы, пер. с англ., М., 1973; Соболева Н. A., Mеламид А. Е., Фотоэлектронные приборы, М., 1974; Белл Р. Л., Эмиттеры с отрицательным электронным сродством, пер. с англ., М., 1978; Escher J. S. [е. а.], Field assisted semiconductor photoemitters for the 1-2 urn range, "IEEE Trans Electron Devices", 1980, v. 27, p. 1244; Escher J. S., NEA semiconductors photoemitters, "Semiconductors and Semimetals", 1981, 4. 15, p. 195. А. Л. Мусатов.

   <<      Предметный указатель      >>