Ф ОТОЭФФЕКТ

Ф ОТОЭФФЕКТ

- испускание электронов веществом при поглощении им квантов эл.-магн. излучения (фотонов). Ф. был открыт Г. Герцем (G. Hertz) (1887), к-рый установил, что длина искры в разряднике увеличивается при попадании на его металлич. электроды света от искры др. разрядника. Первые исследования Ф. выполнены А. Г. Столетовым (1888). Ф. Ленард (Ph. Lenard) и Дж. Дж. Томсон (J. J. Thomson) (1889) доказали, что при Ф. испускаются электроны. Открытие и исследование Ф. сыграло важную роль в эксперим. обосновании квантовой теории. Только на основе гипотезы о квантовании энергии эл.-магн. поля, проявляющемся в процессах испускания и поглощения света, А. Эйнштейну (1905) удалось объяснить осн. закономерности Ф.: независимость макс. кинетич. энергии фотоэлектронов от интенсивности света, линейную зависимость от его частоты со и существование граничной (мин.) частоты w₀ (пороговой энергии ) Ф. За работы по фотоэффекту Эйнштейну была присуждена Нобелевская премия (1921).

Свободный электрон не может поглотить фотон, т. к. при этом не могут быть одновременно соблюдены законы сохранения энергии и импульса р. Это видно уже из того, что для оптич. перехода свободного электрона из состояния , p₁ в состояние , р₂ в отсутствие 3-го тела (конденсир. среды, атома или рассеянного фотона) законы сохранения энергии и импульса , p₂-p₁=/c несовместимы ни при какой скорости электрона u<c. В конденсир. среде связь электрона с окружением характеризуется работой выхода Ф. Согласно ур-нию Эйнштейна, кинетич. энергия фотоэлектрона . При темп-ре T=0 К и не очень высокой интенсивности света, когда многофотонные процессы практически отсутствуют, Ф. возникает только при >=Ф. По установившейся терминологии, Ф. в конденсир. среде наз. фотоэлектронной эмиссией, а переход электрона из одного из связанных состояний в атоме или молекуле в непрерывный спектр наз. фотоионизацией (см. Ионизация). Для водородоподобного атома необходимая для фотоионизации энергия фотона равна

где Z- заряд ядра в единицах заряда электрона, n - гл. квантовое число связанного состояния. Энергия, необходимая для перевода электрона из осн. состояния в атоме (n=1) в состояние непрерывного спектра с нулевой кинетич. энергией, наз. энергией ионизации атома, а если она измеряется в эВ-потенциалом ионизации I. В водородоподобном атоме , где I₀ - энергия ионизации атома водорода. В многоэлектронных атомах фотоны достаточно большой энергии могут выбивать электроны из разных электронных оболочек. Такие атомы имеют неск. потенциалов ионизации.

Др. характеристика Ф.- сечение фотоионизации а. Оно равно отношению числа актов ионизации, приходящихся на один атом в единицу времени в единице объёма, к интенсивности потока фотонов (монохроматических). Величина а может быть вычислена аналитически для атома водорода и для водородоподобного иона с зарядом ядра Z<<137. В нерелятивистском случае (<< тс² )дифференц. сечение фотоионизации с испусканием электрона в элемент телесного угла do

где a = е²/1/137 - постоянная тонкой структуры, a₀ = =²/те², =Ze²/u, n - единичный вектор направления вылета электронов, l -единичный вектор поляризации фотонов. Величина (nl)² определяет угл. распределение фотоэлектронов. В полярных координатах с осью oz вдоль направления распространения света угл. распределение фотоэлектронов имеет вид

При малых скоростях электронов (u<<c )они вылетают в осн. в направлении электрич. вектора световой волны.

При неполяризованном свете максимум распределения лежит в экваториальной плоскости J= p/2. С увеличением и соответственно uмаксимум смещается в направлении распространения света на величину угла J_maxp/2 -4u/c (рис. 1). Полное сечение Ф. для перехода из основного 1s -состояния (см. Атом)

Рис. 1. Угловое распределение фотоэлектронов. Полярная диаграмма в плоскости j= 0. Ось oz - направление распространения излучения, ось оЕ- направление электрического вектора световой волны; а - , в- б-.

Видно, что непосредственно у порога Ф. сечение а стремится к постоянной величине. Предельное значение а при I ( ) равно

(здесь е= 2,718...).

При небольшом превышении над I, когда ещё -I<<I (>>1), s~(I/)^8/3. При -II (~1) s~(I/)³, а вдали от границы поглощения при >>I (<<1, но ещё <<mс²) s~(I/)^7/2. В табл. приведены потенциалы ионизации и сечения фотоэффекта нек-рых атомов и молекул, а на рис. 2 - зависимости а(/I) для атомов Н, Не и иона Н ^-.

Для нерелятивистских скоростей фотоэлектронов получены точные ф-лы для а возбуждённых атомов (переходы из состояний с n>1). В приближённых расчётах для n>=1 и <=I часто пользуются квазиклассической Крамерса ф-лой:

Рис. 2. Зависимость сечения фотоэффекта а из основных состояний атомов Н, Не и иона Н ^- от энергии фотонов. Масштабы кривых (в относительных единицах) выбраны так, чтобы s=1 при /I=1,5.

В многоэлектронных атомах со средними и большими Z в рентг. и у-излучении Ф. происходит на электронах внутр. оболочек, в осн. на К- электронах. При увеличении (2p/h)w и достижении значения = I_K s скачкообразно увеличивается. При дальнейшем возрастании энергии фотонов в конкуренцию с Ф. вступает рассеяние фотона на электроне ( Комптона эффект), а в релятивистском случае, когда /2 тс²>=1- рождение электрон-позитронных пар. На рис. 3 приведены зависимости сечений трёх процессов от энергии фотонов при прохождении излучения через молибден (Z = 42), к-рые дают представление об их соотношении. При очень больших энергиях фотонов (>>mс², ультрарелятивистский случай) сечение Ф. равно

фотоэлектроны испускаются в осн. в малый телесный угол в направлении распространения излучения.

Рис. 3. Сечения фотоэффекта (1), рассеяния фотонов (2) и рождения пар (3) в молибдене (Z = 42).

Механизм Ф. на валентных электронах водородоподоб-ных примесных атомов в полупроводниках при ( -ширина запрещённой зоны полупроводника) подобен описанному с той разницей, что атом находится в кристалле и в него же испускаются фотоэлектроны. Вследствие этого в соответствующих выражениях фигурируют диэлектрич. проницаемость кристалла и эфф. масса электрона. В водородоподобных примесях нек-рых полупроводников а может достигать ~ 10^-15 см ².

Лит.: Эйнштейн А., Собр. научных трудов, т. 3, М., 1966, с. 92, 128; Зоммерфельд А., Строение атома и спектры, пер. с нем., т. 2, М., 1956, с. 372-420; Бете Г., Солпитер Э., Квантовая механика атомов с одним и двумя электронами, пер. с англ., М., 1960, с. 464-503; Бете Г., Квантовая механика, пер. с англ., М., 1965, с. 205-10; Берестецкий В. Б., Лифшиц Е. М., Пи-таевский Л. П., Релятивистская квантовая теория, ч. 1, М., 1968, с. 231 -39; Собельман И. И., Введение в теорию атомных спектров, 2 изд., М., 1977, с. 248-55; с. 261-68; Физические величины. Справочник, под ред. И. С. Григорьева, Е. 3. Мейлихова, М., 1991, с. 409-12. Т. М. Лифшиц.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.