Фотоэффект. РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА. Глоссарий по физике

Фотоэффект

Фотоэффект - 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, 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

) Фотоэффекта.

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. Кинетич. энергия фотоэлектрона

. При температуре 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 u максимум 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 /2тс²>=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 см².

Литература по

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;

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.

к библиотеке к оглавлению FAQ по эфирной физике ТОЭЭ ТЭЦ ТПОИ ТИ

Знаете ли Вы, как разрешается парадокс Ольберса?
(Фотометрический парадокс, парадокс Ольберса - это один из парадоксов космологии, заключающийся в том, что во Вселенной, равномерно заполненной звёздами, яркость неба (в том числе ночного) должна быть примерно равна яркости солнечного диска. Это должно иметь место потому, что по любому направлению неба луч зрения рано или поздно упрется в поверхность звезды.
Иными словами парадос Ольберса заключается в том, что если Вселенная бесконечна, то черного неба мы не увидим, так как излучение дальних звезд будет суммироваться с излучением ближних, и небо должно иметь среднюю температуру фотосфер звезд. При поглощении света межзвездным веществом, оно будет разогреваться до температуры звездных фотосфер и излучать также ярко, как звезды. Однако в дело вступает явление "усталости света", открытое Эдвином Хабблом, который показал, что чем дальше от нас расположена галактика, тем больше становится красным свет ее излучения, то есть фотоны как бы "устают", отдают свою энергию межзвездной среде. На очень больших расстояниях галактики видны только в радиодиапазоне, так как их свет вовсе потерял энергию идя через бескрайние просторы Вселенной. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.

НОВОСТИ ФОРУМА

Рыцари теории эфира