С увеличением энергии

фотонов Y металлов возрастает сначала медленно. При   = 12 эв Y чистых металлических плёнок (полученных испарением металла в высоком вакууме) составляет для Al 0,04, для Bi – 0,015 электрон/фотон. При  > 15 эвR резко падает (до 5%), a Y увеличивается и у некоторых металлов (Pt, W, Sn, Ta, In, Be, Bi) достигает 0,1–0,2 электрон/фотон. Случайные загрязнения могут сильно снизить j, вследствие чего порог Ф. э. сдвигается в сторону более длинных волн, и Y в этой области может сильно возрасти. Резкого увеличения Y и сдвига порога Ф. э. металлов в видимую область спектра достигают, покрывая чистую поверхность металла моноатомным слоем электроположительных (см. Ионизация ) атомов или молекул (Cs, Rb, Cs₂ O), образующих на поверхности дипольный электрический слой. Например, слой Cs снижает (и соответственно сдвигает порог Ф. э.: для W – от 5,05 до 1,7 эв , для Ag – от 4,62 до 1,65 эв, для Cu – от 4,52 до 1,55 эв, для Ni – от 4,74 до 1,42 эв .

  Ф. э. из полупроводников и диэлектриков. В полупроводниках и диэлектриках сильное поглощение электромагнитного излучения начинается от энергий фотонов

, равных ширине запрещенной зоны DE (для прямых оптических переходов). При  » DEпоглощения показатель К » 10⁴см^-1 и с увеличением (возрастает до 10⁵см^-1. Порог Ф. э. , где c – сродство к электрону , т. е. высота потенциального барьера для электронов проводимости (рис. , б). В несильно легированных полупроводниках электронов проводимости мало, поэтому здесь, в отличие от металлов, рассеяние энергии фотоэлектронов на электронах проводимости роли не играет. В этих материалах фотоэлектрон теряет энергию при взаимодействии с электронами валентной зоны (ударная ионизация) или с тепловыми колебаниями кристаллической решётки (рождение фононов ). Скорость рассеяния энергии и глубина, из которой фотоэлектроны могут выйти в вакуум, зависят от величины c и от соотношения c и DE . Если c > 2 DE , то фотоэлектрон с начальной кинетической энергией ³ c рождает электронно-дырочную пару. Длина пробега на рассеяние энергии в таком акте (1–2 нм ) во много раз меньше глубины проникновения излучения в кристалл (0,1–1 мкм ). Т. о., в этом случае подавляющая часть фотоэлектронов по пути к поверхности теряет энергию и не выходит в вакуум. Такая картина имеет место в Si (DE = 1,1 эв, c = 4,05 эв ); в Ge (DE = 0,7 эв, c = 4,2 эе); в GaAs (DE = 1,4 эв, c = 4,07 эв ) и др. полупроводниках. В этих материалах вблизи порога Ф. э. Y ~ 10 ^-6 электрон/фотон и даже на относительно большом расстоянии от порога (при  =  + 1 эв ) всё ещё не превышает 10^-4 электрон/фотон. Если c < DE , но больше энергии оптического фонона (10^-2эв ), то фотоэлектроны теряют энергию при рождении оптических фононов. При таком механизме потерь энергия фотоэлектронов рассеивается в полупроводниках на длине пробега всего 10–30 нм. Поэтому, если снизить (полупроводника, например от 4 до 1 эв, Ф. э. вблизи порога остаётся малой. В кристаллах щёлочно-галоидных соединений длина пробега больше 50–100 нм, невелико, поэтому Y таких кристаллов резко возрастает от самого порога Ф. э. и достигает высоких значений. Так, в CsJ DE = 6,4 эв, c = 0,1 эв и уже при  = 7 эв (т. е. всего на 0,6 эв от порога), Y = 0,1 электрон/фотон и практически не изменяется при увеличении .

  Применение. Из-за больших DE порог Ф. э. для щёлочно-галоидных кристаллов лежит в ультрафиолетовой области спектра, для которой они (в виде тонкой плёнки на проводящей подложке) являются хорошими фотокатодами . Для большинства технических применений важны также материалы, обладающие высоким Y для видимого и ближнего инфракрасного излучений при малых DE и c. Наиболее распространены (и технически хорошо освоены) в качестве фотокатодов полупроводниковые материалы на основе элементов I и V групп периодической системы элементов, часто в сочетании с кислородом (Cs₃ Sb, Na₂ KSb и др.). У них DE < 2 эв , c < 2 эв и Y в видимой области спектра достигает величины ~ 0,1 электрон/фотон.

  Усовершенствование техники очистки поверхностей полупроводников в сверхвысоком вакууме позволило резко снизить

полупроводников типа A^III B^V и Si р -типа до величины  < DE с одновременным созданием в тонком приповерхностном слое полупроводника сильного внутреннего электрического поля, ускоряющего фотоэлектроны. При этом работа выхода  < DE , а высота поверхностного потенциального барьера (ниже уровня дна зоны проводимости в объёме кристалла. В результате обеспечивается выход в вакуум значительного числа термализованных (имеющих тепловые энергии) электронов из большой глубины порядка диффузионной длины неосновных носителей заряда (~ 10^-4см ). Фотокатоды такого типа называются фотокатодами с отрицательным электронным сродством (рис. , б). Они обладают самым высоким квантовым выходом в ближней инфракрасной области спектра, достигающим 0,09 электрон/фотон при l = 1,06 мкм.

  Ф. э. широко используется для исследования энергетической структуры веществ, для химического анализа (фотоэлектронная спектроскопия ), в измерительной аппаратуре, в звуковоспроизводящей киноаппаратуре и в приборах автоматики (фотоэлементы , фотоэлектронные умножители ), в передающих телевизионных трубках (супериконоскоп , суперортикон ), в инфракрасной технике (электроннооптический преобразователь ) и в др. приборах, предназначенных для регистрации излучений рентгеновского, ультрафиолетового, видимого и ближнего инфракрасного диапазонов длин волн.

  Лит.: Соболева Н. А., Фотоэлектронные приборы, М., 1965; Соммер А., Фотоэмиссионные материалы, пер. с англ., М., 1973; Соболева Н. А., Новый класс электронных эмиттеров, «Успехи физических наук», 1973, т. Ill, в. 2, с. 331–53: Ненакаливаемые катоды, М., 1974.

  Г. М. Лифшиц.

Энергетические схемы фотоэлектронной эмиссии из металла (а); полупроводника

с c > 2DE (б); полупроводника с поверхностью, обработанной до «отрицательного» электронного сродства (ej < DE) (в). В области сильного внутреннего электрического поля энергетические зоны изогнуты; клеточки показывают заполненные электронные состояния; жирная черта — дно зоны проводимости; j — поверхностный потенциальный барьер.