fotoelektrični efekat

- emisija elektrona tijela pod djelovanjem svjetlosti, koju je 1887. godine otkrio Hercen. Godine 1888. Galvaks je pokazao da kada se električki neutralna metalna ploča ozrači ultraljubičastom svjetlošću, potonja dobiva pozitivan naboj. Iste godine Stoletev je stvorio prvu fotoćeliju i primenio je u praksi, a zatim je ustanovio direktnu proporcionalnost jačine fotostruje sa intenzitetom upadne svetlosti. J. J. Thompson i F. Lenard su 1899. dokazali da tokom fotoelektričnog efekta svjetlost izbacuje elektrone iz materije.

Formulacija 1. zakona fotoelektričnog efekta: broj elektrona izbačenih svjetlošću s površine metala u 1 s je direktno proporcionalan intenzitetu svjetlosti.

Prema 2. zakon fotoelektričnog efekta, maksimalna kinetička energija elektrona izbačenih svjetlošću će se povećavati linearno s frekvencijom svjetlosti i ne zavisi od njenog intenziteta.

3. zakon fotoelektričnog efekta: za svaku supstancu postoji crvena granica fotoelektričnog efekta, odnosno minimalna frekvencija svjetlostiv0 (ili maksimalna talasna dužinay0 ), pri čemu je fotoelektrični efekat još moguć, i akovv0 , tada se fotoelektrični efekat više ne javlja.

Prvi zakon je objašnjen sa stanovišta elektromagnetne teorije svjetlosti: što je veći intenzitet svjetlosnog vala, to će veći broj elektrona biti prenesen dovoljno energije da pobjegne iz metala. Drugi zakoni fotoelektričnog efekta protivreče ovoj teoriji.

Teorijsko objašnjenje ovih zakona dao je 1905. Ajnštajn. Prema njemu, elektromagnetno zračenje je tok pojedinačnih kvanta (fotona) sa energijom hv svaki (Planckova h-konstanta). Sa fotoelektričnim efektom, dio upadnog elektromagnetnog zračenja se odbija od metalne površine, a dio prodire u površinski sloj metala i tamo se apsorbira. Nakon što je apsorbirao foton, elektron prima energiju od njega i, obavljajući radnu funkciju, napušta metal:

Hv=A+mv 2 / 2 , gdje

mv 2 je maksimalna kinetička energija koju elektron može imati kada napusti metal. Može se definirati:

U 3 - napon kašnjenja.

U Ajnštajnovoj teoriji, zakoni fotoelektričnog efekta su objašnjeni na sledeći način:

1. Intenzitet svjetlosti je proporcionalan broju fotona u svjetlosnom snopu i stoga određuje broj elektrona izvučenih iz metala.

2. Drugi zakon slijedi iz jednačine: mv 2 /2=hv-A.

3. Iz iste jednačine proizilazi da je fotoelektrični efekat moguć samo kada energija apsorbovanog fotona premašuje radnu funkciju elektrona iz metala. Odnosno, frekvencija svjetlosti u ovom slučaju mora premašiti neku specifičnu za svaku vrijednost supstance, jednako A>h. Ova minimalna frekvencija određuje crvenu granicu fotoelektričnog efekta:

vo=A/h yo=c/vo=ch/A.

4. Na nižoj frekvenciji svjetlosti, energija fotona nije dovoljna da elektron završi radna funkcija te stoga nema fotoelektričnog efekta.

Ajnštajnova kvantna teorija je omogućila da se objasni još jedan obrazac koji je ustanovio Stoletev. Godine 1888. Stoletov je primijetio da se fotostruja pojavljuje gotovo istovremeno sa osvjetljenjem katode fotoćelije. Prema klasičnoj teoriji valova, elektronu u polju svjetlosnog elektromagnetnog vala potrebno je vrijeme da akumulira energiju potrebnu za let, te stoga fotoelektrični efekat mora nastupiti sa zakašnjenjem od najmanje nekoliko sekundi. Prema kvantnoj teoriji, kada elektron apsorbira foton, tada sva energija fotona prelazi na elektron i nije potrebno vrijeme za akumulaciju energije.

Sa pronalaskom lasera, postalo je moguće eksperimentisati sa veoma intenzivnim snopovima svetlosti. Koristeći ultrakratke impulse laserskog zračenja, bilo je moguće posmatrati višefotonske procese, kada je elektron, pre nego što je napustio katodu, doživeo sudar ne sa jednim, već sa nekoliko fotona. U ovom slučaju, jednačina fotoelektričnog efekta je zapisana: Nhv=A+mv 2 /2, što odgovara crvenom rubu.

Fotoelektrični efekat se široko koristi u tehnologiji. Rad fotoćelija zasniva se na fenomenu fotoelektričnog efekta. Kombinacija fotoćelije s relejem omogućava dizajniranje mnoštva "videćih" mašina koje na vrijeme uključuju i gase svjetionike i uličnu rasvjetu, automatski otvaraju vrata, sortiraju dijelove, zaustavljaju moćnu presu kada je ruka osobe u opasna zona. Uz pomoć fotoćelija reprodukuje se zvuk snimljen na filmu.

Slični sažetci:

1. Newtonovi zakoni. Zakon održanja impulsa. Prvi Newtonov zakon. Bilo koje tijelo nastavlja ostati u stanju mirovanja ili ravnomjernog pravolinijskog kretanja sve dok ga primijenjene sile ne prisile da promijeni ovo stanje. Sam fenomen održavanja konstantne brzine naziva se inercija.

Određivanje intenziteta svjetlosti kosinusnog emitera, njegovog sjaja i luminoznosti. Proračun spektralne gustine energetske luminoznosti za datu talasnu dužinu. Metoda za izračunavanje Planckove konstante. Proračun perioda rotacije elektrona u atomu prema Borovoj teoriji.

Približno ispitne karte iz fizike tiket broj 1 Mehaničko kretanje. Relativnost kretanja. Referentni sistem. Materijalna tačka. Putanja. Put i kretanje. Trenutna brzina. Ubrzanje. Ujednačeno i ravnomjerno ubrzano kretanje.

Teorijska osnova optoelektronskih uređaja. Hemijsko djelovanje svjetlosti. Fotoelektrični, magnetooptički, elektrooptički efekti svjetlosti i njihova primjena. Comptonov efekat. Ramanov efekat. Lagani pritisak. Hemijsko djelovanje svjetlosti i njena priroda.

Koncept fotoelektričnog efekta, njegova suština i karakteristike, istorija otkrića i proučavanja, savremena saznanja. Stoletovljevi zakoni, njihov značaj u otkrivanju svojstava ovog fenomena. Objašnjenje zakona fotoelektričnog efekta pomoću kvantne teorije svjetlosti, Einsteinove jednadžbe.

Naziv opsega Talasna dužina (m) Frekvencija (Hz) Indikator izvora Glavna svojstva Primena Uticaj na čoveka 1. Radio talasi 3×10 Naizmenične struje u provodnicima i elektronskim tokovima, generator radio frekvencija (Sunce, zvezde, galaksije, metagalaksije...

eksterni fotoelektrični efekat. U nedavnoj prošlosti, ruski fizičar Stoletov Aleksandar Grigorijevič naišao je na misteriozni fenomen - spoljašnji fotoelektrični efekat. Kroz ponovljene eksperimente, on je to otkrio metalna ploča, tačnije, njegova površina emituje elektrone pod uticajem elektromagnetnog ultra...

opšte karakteristike unutrašnji fotoelektrični efekat, njegove karakteristike, istorija otkrića i proučavanja. Korištenje ovog efekta za mjerenje fotoelektričnih pretvarača, senzora položaja, dvodimenzionalnog mjerenja položaja i senzora hrapavosti.

Određivanje talasne dužine na kojoj pada maksimalna emisivnost, određivanje spektralne gustine energetske luminoznosti. Proračun prema Borovoj teoriji perioda rotacije elektrona u atomu vodika, koji je u pobuđenom stanju.

Otkriće fenomena fotoelektričnog efekta nije se uklapalo u okvire klasične fizike. To je dovelo do stvaranja kvantna mehanika. Fotoelektrični efekat i diskretna priroda svjetlosti. Difrakcija elektrona. Primjena fenomena korpuskularno-talasnog dualizma.

Pitanja za ispit iz Fizike Električna struja u elektrolitima. Zakoni elektrolize. Električna provodljivost gasova. Samoodrživa i nesamoodrživa plinska pražnjenja.

Uvod Dvije teorije svjetlosti su iznesene gotovo istovremeno: Newtonova korpuskularna teorija i Huygensova teorija valova. Prema korpuskularnoj teoriji, odnosno teoriji odliva, koju je izneo Njutn krajem 17. veka, svetleća tela emituju sitne čestice (korpuskule) koje lete pravolinijski...

Uvod

1. Istorija otkrića fotoelektričnog efekta

2. Stoletovljevi zakoni

3. Einsteinova jednadžba

4. Interni fotoelektrični efekat

5. Primjena fenomena fotoelektričnog efekta

Bibliografija

Uvod

Brojni optički fenomeni su dosledno objašnjeni na osnovu ideja o talasnoj prirodi svetlosti. Međutim, u kasno XIX- početak XX veka. Otkriveni su i proučavani fenomeni poput fotoelektričnog efekta, X-zraka, Comptonovog efekta, zračenja atoma i molekula, toplotno zračenje i drugi, čije objašnjenje sa talasna tačka vizija je bila nemoguća. Objašnjenje novih eksperimentalnih činjenica dobijeno je na osnovu korpuskularnih ideja o prirodi svjetlosti. Nastala je paradoksalna situacija povezana sa upotrebom potpuno suprotnih fizičkih modela talasa i čestice za objašnjenje optičkih pojava. U nekim pojavama svjetlost je pokazivala valna svojstva, u drugim - korpuskularna.

Među raznim pojavama u kojima se manifestuje dejstvo svetlosti na materiju, važno mesto zauzima fotoelektrični efekat, odnosno emisija elektrona od strane supstance pod dejstvom svetlosti. Analiza ovog fenomena dovela je do ideje o kvantima svjetlosti i odigrala je izuzetno važnu ulogu u razvoju modernih teorijskih koncepata. Istovremeno, fotoelektrični efekat se koristi u fotoćelijama, koje su dobile izuzetno široku primenu u najrazličitijim oblastima nauke i tehnologije i obećavaju još bogatije izglede.

1. Istorija otkrića fotoelektričnog efekta

Otkriće fotoelektričnog efekta treba pripisati 1887. godini, kada je Hertz otkrio da osvjetljavanje elektroda sa iskrim razmakom pod naponom ultraljubičastom svjetlošću olakšava iskru između njih.

Fenomen koji je otkrio Hertz može se uočiti u sljedećem lako izvodljivom eksperimentu (slika 1).

Vrijednost razmaka F je odabrana na način da u krugu koji se sastoji od transformatora T i kondenzatora C, iskra skače s poteškoćama (jednom ili dva puta u minuti). Ako se elektrode F, napravljene od čistog cinka, osvijetle svjetlom Hg živine lampe, tada je pražnjenje kondenzatora uvelike olakšano: počinje skakati iskra. 1. Shema Hertzovog eksperimenta.

Fotoelektrični efekat je 1905. godine objasnio Albert Ajnštajn (za šta je dobio nobelova nagrada) zasnovan na hipotezi Maxa Plancka o kvantnoj prirodi svjetlosti. Einsteinov rad je sadržavao važnu nova hipoteza- ako je Planck sugerirao da se svjetlost emituje samo u kvantiziranim dijelovima, onda je Ajnštajn već vjerovao da svjetlost postoji samo u obliku kvantnih dijelova. Iz koncepta svjetlosti kao čestice (fotona), odmah slijedi Ajnštajnova formula za fotoelektrični efekat:

gdje - kinetička energija emitovanog elektrona, je radna funkcija za datu supstancu, je frekvencija upadne svjetlosti, je Planckova konstanta, za koju se pokazalo da je potpuno ista kao u Planckovoj formuli za zračenje crnog tijela.

Iz ove formule slijedi postojanje crvene granice fotoelektričnog efekta. Stoga su studije fotoelektričnog efekta bile među najranijim kvantnomehaničkim studijama.

2. Stoletovljevi zakoni

Po prvi put (1888–1890), detaljno analizirajući fenomen fotoelektričnog efekta, ruski fizičar A.G. Stoletov je dobio fundamentalno važne rezultate. Za razliku od prethodnih istraživača, uzeo je malu potencijalnu razliku između elektroda. Šema Stoletovljevog eksperimenta prikazana je na sl. 2.

Na bateriju su pričvršćene dvije elektrode (jedna u obliku rešetke, druga ravna), smještene u vakuumu. Ampermetar uključen u krug koristi se za mjerenje rezultujuće jačine struje. Zračenjem katode svjetlom razne dužine talasa, Stoletov je došao do zaključka da ultraljubičasti zraci imaju najefikasnije dejstvo. Osim toga, utvrđeno je da je jačina struje koja nastaje djelovanjem svjetlosti direktno proporcionalna njenom intenzitetu.

Godine 1898. Lenard i Thomson, koristeći metodu skretanja naboja u električnim i magnetna polja odredio specifični naboj izbačenih naelektrisanih čestica 2. Šema Stoletovljevog eksperimenta.

svjetlost sa katode, i primio izraz

SGSE jedinica s/g, što se poklapa sa poznatim specifičnim nabojem elektrona. Iz ovoga je slijedilo da se pod djelovanjem svjetlosti elektroni izbacuju iz materijala katode.

Sumirajući dobijene rezultate, slijedi uzorci fotoelektrični efekat:

1. Uz konstantan spektralni sastav svjetlosti, jačina fotostruje zasićenja je direktno proporcionalna svjetlosnom toku koji pada na katodu.

2. Početna kinetička energija elektrona izbačenih svjetlošću raste linearno s frekvencijom svjetlosti i ne zavisi od njenog intenziteta.

3. Fotoelektrični efekat ne nastaje ako je frekvencija svjetlosti manja od određene vrijednosti karakteristične za svaki metal, koja se naziva crvena granica.

Prvi obrazac fotoelektričnog efekta, kao i pojava samog fotoelektričnog efekta, može se lako objasniti na osnovu zakona klasične fizike. Zaista, svjetlosno polje, djelujući na elektrone unutar metala, pobuđuje njihove oscilacije. Amplituda prisilnih oscilacija može dostići takvu vrijednost pri kojoj elektroni napuštaju metal; tada se opaža fotoelektrični efekat.

S obzirom na činjenicu da je, prema klasičnoj teoriji, intenzitet svjetlosti direktno proporcionalan kvadratu električni vektor, broj izbačenih elektrona raste sa povećanjem intenziteta svetlosti.

Drugi i treći zakon fotoelektričnog efekta nisu objašnjeni zakonima klasične fizike.

Proučavanje zavisnosti fotostruje (slika 3), koja nastaje kada se metal ozrači strujom monohromatsko svetlo, na razlici potencijala između elektroda (ova zavisnost se obično naziva volt-amperska karakteristika fotostruje), utvrdio je da: 1) fotostruja se javlja ne samo pri , već i na ; 2) fotostruja je različita od nule do negativne vrednosti razlike potencijala striktno definisane za dati metal, tzv. 3) veličina potencijala blokiranja (odlaganja) ne zavisi od intenziteta upadne svetlosti; 4) fotostruja raste sa smanjenjem apsolutne vrednosti potencijala usporavanja; 5) vrednost fotostruje raste sa rastom i od određene vrednosti fotostruja (tzv. struja zasićenja) postaje konstantna; 6) vrednost struje zasićenja raste sa povećanjem intenziteta upadne svetlosti; 7) vrijednost kašnjenja 3. Karakteristika

potencijal zavisi od frekvencije upadne svjetlosti; fotostruja.

8) brzina izbačenih elektrona pod dejstvom svetlosti ne zavisi od intenziteta svetlosti, već zavisi samo od njene frekvencije.

3. Ajnštajnova jednačina

Fenomen fotoelektričnog efekta i svi njegovi zakoni dobro su objašnjeni pomoću kvantne teorije svjetlosti, što potvrđuje kvantna priroda Sveta.

Kao što je već napomenuto, Ajnštajn (1905), razvijajući Planckovu kvantnu teoriju, izneo je ideju da se ne samo zračenje i apsorpcija, već i širenje svetlosti dešava u delovima (kvantima), čija su energija i impuls:

gdje je jedinični vektor usmjeren duž valnog vektora. Primjenjujući zakon održanja energije na fenomen fotoelektričnog efekta u metalima, Ajnštajn je predložio sledeću formulu:

, (1)

gdje je rad elektrona iz metala, je brzina fotoelektrona. Prema Einsteinu, svaki kvant apsorbira samo jedan elektron, a dio energije upadnog fotona troši se na obavljanje radne funkcije metalnog elektrona, dok preostali dio predaje kinetičku energiju elektronu.

Kao što slijedi iz (1), fotoelektrični efekat u metalima može nastati samo pri , inače će energija fotona biti nedovoljna za izbacivanje elektrona iz metala. Najniža frekvencija svjetlosti, pod čijim utjecajem nastaje fotoelektrični efekat, očito je određena iz uslova

Frekvencija svjetlosti određena uvjetom (2) naziva se "crvena granica" fotoelektričnog efekta. Riječ "crveno" nema nikakve veze sa bojom svjetlosti u kojoj se javlja fotoelektrični efekat. Ovisno o vrsti metala, "crvena granica" fotoelektričnog efekta može odgovarati crvenoj, žutoj, ljubičastoj, ultraljubičastoj svjetlosti itd.

Uz pomoć Ajnštajnove formule mogu se objasniti i druge zakonitosti fotoelektričnog efekta.

Pretpostavimo da, tj. da postoji potencijal usporavanja između anode i katode. Ako je kinetička energija elektrona dovoljna, onda oni, nakon što prevladaju usporavajuće polje, stvaraju fotostruju. Fotostruja uključuje one elektrone za koje je uslov zadovoljen . Vrijednost potencijala usporavanja određuje se iz uvjeta

, (3)

gdje je maksimalna brzina izbačenih elektrona. Rice. četiri.

Zamjenom (3) u (1) dobijamo

Dakle, veličina potencijala usporavanja ne zavisi od intenziteta, već zavisi samo od frekvencije upadne svetlosti.

Radna funkcija elektrona iz metala i Planckova konstanta mogu se odrediti crtanjem zavisnosti od frekvencije upadne svjetlosti (slika 4). Kao što vidite, segment odsječen od potencijalne ose daje .

S obzirom na to da je intenzitet svjetlosti direktno proporcionalan broju fotona, povećanje intenziteta upadne svjetlosti dovodi do povećanja broja izbačenih elektrona, odnosno do povećanja fotostruje.

Einsteinova formula za fotoelektrični efekat u nemetalima ima oblik

.

Prisutnost - rad odvajanja vezanog elektrona od atoma unutar nemetala - objašnjava se činjenicom da su, za razliku od metala, gdje postoje slobodni elektroni, kod nemetala elektroni u stanju vezani za atome. Očigledno, kada svjetlost pada na nemetale, dio svjetlosne energije troši se na fotoelektrični efekat u atomu – na odvajanje elektrona od atoma, a ostatak se troši na rad elektrona i davanje kinetike energije do elektrona.

Elektroni provodljivosti ne napuštaju metal spontano u značajnoj količini. To se objašnjava činjenicom da metal za njih predstavlja potencijalni bunar. Moguće je ostaviti metal samo za one elektrone čija je energija dovoljna da savladaju potencijalnu barijeru koja postoji na površini. Sile koje uzrokuju ovu barijeru imaju sljedeće porijeklo. Nasumično uklanjanje elektrona iz vanjskog sloja pozitivni joni rešetka dovodi do pojave na mjestu koje je elektron ostavio, viška pozitivan naboj. Kulonova interakcija s ovim nabojem uzrokuje da se elektron, čija brzina nije jako velika, vrati nazad. Dakle, pojedinačni elektroni cijelo vrijeme napuštaju metalnu površinu, udaljavaju se od nje za nekoliko međuatomskih udaljenosti, a zatim se vraćaju. Kao rezultat, metal je okružen tankim oblakom elektrona. Ovaj oblak zajedno sa vanjskim slojem jona čini dvostruki električni sloj (slika 5; krugovi - joni, crne tačke - elektroni). Sile koje djeluju na elektron u takvom sloju usmjerene su unutar metala. Rad koji se vrši protiv ovih sila tokom prenosa elektrona iz metala ka spolja ide na povećanje potencijalne energije elektrona (slika 5).

Na ovaj način, potencijalna energija valentnih elektrona unutar metala je manja nego izvan metala za vrijednost jednaku dubini potencijalnog bunara (slika 6). Promjena energije događa se na dužini reda od nekoliko međuatomskih udaljenosti, stoga se zidovi bunara mogu smatrati vertikalnim.

Potencijalna energija elektrona Sl. 6.

i potencijal tačke u kojoj se nalazi elektron imaju suprotne predznake. Iz ovoga slijedi da je potencijal unutar metala veći od potencijala u neposrednoj blizini njegove površine za .

Davanje viška pozitivnog naboja metalu povećava potencijal i na površini i unutar metala. Potencijalna energija elektrona se shodno tome smanjuje (slika 7, a).

a) b)

Vrijednosti potencijalne i potencijalne energije u beskonačnosti uzimaju se kao referentna točka. Uvođenje negativnog naboja smanjuje potencijal unutar i izvan metala. Shodno tome, potencijalna energija elektrona raste (slika 7, b).

Ukupna energija elektrona u metalu je zbir potencijalne i kinetičke energije. At apsolutna nula vrijednosti kinetičke energije provodnih elektrona kreću se od nule do energije koja se poklapa sa Fermijevim nivoom. Na sl. osam nivoi energije Provodne trake su upisane u potencijalnu jamu (isprekidane linije pokazuju nivoe koji nisu zauzeti na 0K). Da bi izašli iz metala, različitim elektronima treba dati različite energije. Dakle, elektronu koji se nalazi na najnižem nivou provodljivog pojasa mora biti data energija; za elektron na Fermijevom nivou, energija je dovoljna .

Najmanja energija koja se mora prenijeti elektronu da bi se uklonio iz čvrstog ili tečno tijelo u vakuum se zove napustiti posao. Radna funkcija elektrona iz metala određena je izrazom

Dobili smo ovaj izraz pod pretpostavkom da je temperatura metala 0K. Na drugim temperaturama radna funkcija je također definirana kao razlika između dubine potencijalne bušotine i Fermijevog nivoa, tj. definicija (4) je proširena na bilo koju temperaturu. Ista definicija vrijedi i za poluvodiče.

Fermi nivo zavisi od temperature. Osim toga, zbog promjene prosječne udaljenosti između atoma zbog toplinskog širenja, dubina potencijalne bušotine se neznatno mijenja. To rezultira time da radna funkcija malo ovisi o temperaturi.

Radna funkcija je vrlo osjetljiva na stanje metalne površine, posebno na njenu čistoću. Nakon pravilnog odabira Sl. osam.

površinski premaz, radna funkcija se može znatno smanjiti. Tako, na primjer, taloženje oksidnog sloja zemnoalkalnog metala (Ca, Sr, Ba) na površinu volframa smanjuje radnu funkciju sa 4,5 eV (za čisti W) na 1,5 - 2 eV.

4. Interni fotoelektrični efekat

Gore smo govorili o oslobađanju elektrona sa osvijetljene površine tvari i njihovom prijelazu u drugi medij, posebno u vakuum. Ova emisija elektrona naziva se fotoelektronska emisija, već sam fenomen eksterni fotoelektrični efekat. Uz nju je poznat i široko korišten u praktične svrhe tzv unutrašnji fotoelektrični efekat, pri čemu, za razliku od vanjskog, optički pobuđeni elektroni ostaju unutar osvijetljenog tijela bez narušavanja neutralnosti potonjeg. U tom se slučaju mijenja koncentracija nosilaca naboja ili njihova pokretljivost u tvari, što dovodi do promjene električna svojstva materiju pod uticajem svetlosti koja pada na nju. Unutrašnji fotoelektrični efekat je svojstven samo poluvodičima i dielektricima. Može se otkriti, posebno, promjenom provodljivosti homogenih poluvodiča kada su osvijetljeni. Na osnovu ovog fenomena, fotoprovodljivost stvorena je velika grupa prijemnika svjetlosti koja se stalno usavršava - fotootpornici. Uglavnom koriste selenid i kadmijum sulfid.

Kod nehomogenih poluvodiča, uz promjenu vodljivosti, uočava se i stvaranje razlike potencijala (fotografija - emf). Ovaj fenomen (fotonaponski efekat) nastaje zbog činjenice da zbog homogenosti provodljivosti poluprovodnika dolazi do prostornog razdvajanja unutar zapremine provodnika optički pobuđenih elektrona koji nose negativni naboj i mikrozone (rupe) koje se pojavljuju u neposrednoj blizini atoma iz kojih su otkinuti elektroni i, poput čestica, nose pozitivno elementarnog naboja. Elektroni i rupe su koncentrisani na različitim krajevima poluprovodnika, zbog čega elektromotorna sila, zahvaljujući čemu se proizvodi bez primjene vanjske emf. struja u opterećenju spojenom paralelno sa osvijetljenim poluprovodnikom. Na taj način se postiže direktna konverzija svjetlosne energije u električnu energiju. Iz tog razloga se fotonaponski prijemnici svjetla koriste ne samo za registraciju svjetlosnih signala, već i u električnim krugovima kao izvorima električne energije.

Glavni industrijski tipovi takvih prijemnika rade na bazi selena i srebrnog sulfida. Silicijum, germanijum i brojna jedinjenja - GaAs, InSb, CdTe i druga su takođe veoma česti. Fotonaponske ćelije, koje se koriste za pretvaranje sunčeve energije u električnu energiju, postale su posebno raširene istraživanje svemira kao ugrađeni izvori napajanja. Imaju relativno visoku stopu korisna akcija(do 20%), vrlo povoljno u autonomnom letu svemirski brod. U modernim solarnim ćelijama, ovisno o poluvodičkom materijalu, foto - emf. dostiže 1 - 2 V, uklanjanje struje od - nekoliko desetina miliampera, a za 1 kg mase izlazna snaga doseže stotine vati.

5. Primjena fenomena fotoelektričnog efekta

Trenutno se na osnovu spoljašnjeg i unutrašnjeg fotoelektričnog efekta grade bezbrojni prijemnici zračenja koji pretvaraju svetlosni signal u električni i kombinovani uobičajeno ime – fotoćelije. Široko se koriste u inženjerstvu i naučno istraživanje. Razna objektivna optička mjerenja nezamisliva su u naše vrijeme bez upotrebe jedne ili druge vrste fotoćelija. Moderna fotometrija, spektrometrija i spektrofotometrija u najširem opsegu spektra, spektralna analiza materije, objektivno mjerenje vrlo slabih svjetlosnih tokova uočenih, na primjer, u proučavanju spektra Ramansko rasipanje svjetlost, u astrofizici, biologiji itd. teško je zamisliti bez upotrebe fotoćelija; registracija infracrvenih spektra se često provodi posebnim fotoćelijama za dugovalno područje spektra. Fotoćelije imaju neuobičajeno široku primjenu u tehnici: kontrola i upravljanje proizvodnim procesima, razni komunikacijski sistemi od prijenosa slike i televizije do optičke komunikacije na laserima i svemirskoj tehnologiji predstavljaju daleko od potpune liste najrazličitijih tehničkih problema u savremenoj industriji i komunikacijama.

Istorija stvaranja fotoćelija ima više od 130 godina. Prva fotoelektrična ćelija zasnovana na unutrašnjem fotoelektričnom efektu i korišćenjem fenomena fotoprovodljivosti izgrađena je 1875. godine, prva vakuum fotoćelija, zasnovan na vanjskom fotoelektričnom efektu, izgrađen je 1889. godine. industrijska proizvodnja vakuum fotoćelije u Rusiji je organizovao P.V. Timofejev 1930. Zanimljivo je napomenuti da su fotoćelije koje koriste eksterni fotoelektrični efekat bile široko razvijene ranije, iako je unutrašnji fotoelektrični efekat otkriven najmanje 50 godina ranije. Tek četrdesetih godina našeg veka, zahvaljujući brzom razvoju fizike poluprovodnika i detaljnom proučavanju unutrašnjeg fotoelektričnog efekta, počelo je stvaranje novih fotoćelija na bazi poluprovodničkih materijala.

Ogroman broj zadataka koji se rješavaju uz pomoć fotoćelija doveo je do izuzetno velikog broja tipova fotoćelija različitih tehničkih karakteristika. Izbor optimalne vrste fotoćelija za rješavanje svakog konkretnog zadatka temelji se na poznavanju ovih karakteristika. Za fotoćelije sa eksternim fotoelektričnim efektom (vakuum fotoćelije) potrebno je poznavanje sledećih karakteristika: radna oblast spektra; relativna karakteristika spektralne osetljivosti (konstruiše se kao zavisnost od talasne dužine upadne svetlosti bezdimenzionalne vrednosti odnosa spektralne osetljivosti pri monohromatskom osvetljenju prema osetljivosti na maksimumu ove karakteristike); integralna osjetljivost (određuje se kada je fotoćelija osvijetljena standardnim izvorom svjetlosti); kvantna vrijednost prinosa (procentualni odnos broja emitovanih fotoelektrona prema broju fotona koji upadaju na fotokatodu); inercija (za vakuum fotoćelije obično se određuje kroz vrijeme leta elektrona od fotokatode do anode). Važan parametar je i tamna struja fotoćelije, koja je zbir toplotne emisije fotokatode na sobnoj temperaturi i struje curenja.

Ovisno o materijalu fotokatode i materijalu žarulje fotoćelije, mogu se koristiti u rasponu od 0,2 - 1,1 µm. Njihova integrisana osetljivost je u granicama od 20 - 100 μA po 1 lm svetlosnog toka, a toplotna emisija - unutar . Vrlo važna prednost vakuumskih fotoćelija je njihova visoka postojanost i linearnost veze svjetlosnog toka sa fotostrujom. Stoga su se dugo vremena pretežno koristile u objektivnoj fotometriji, spektrometriji, spektrofotometriji i spektralnoj analizi u vidljivom ultraljubičastom području spektra. Glavni nedostatak vakuum fotoćelija za mjerenje svjetlosti treba smatrati malošću električnih signala koje generiraju ovi prijemnici svjetlosti. Posljednji nedostatak je potpuno eliminiran kod fotomultiplikatora (PMT), što predstavlja, takoreći, razvoj fotoćelija. PMT-ovi su prvi put napravljeni 1934. godine.

Rice. 9. Šema fotomultiplikatora

Princip rada PMT-a može se videti na slici 9. Fotoelektroni emitovani sa fotokatode PC-a pod dejstvom električno polje, ubrzavaju se i padaju na prvu međuelektrodu . Padajući na njega, fotoelektroni izazivaju emisiju sekundarnih elektrona, a pod određenim uslovima ova sekundarna emisija može nekoliko puta premašiti početni tok fotoelektrona. Konfiguracija elektroda je takva da većina fotoelektrona pada na elektrodu, a većina sekundarnih elektrona pada na sljedeću elektrodu, gdje se ponavlja proces umnožavanja i tako dalje. Ukupni dobitak takvih sistema dostiže , a integralna osjetljivost PMT-a dostiže hiljade ampera po lumenu. To, naravno, ne znači mogućnost dobivanja velikih struja, već samo ukazuje na mogućnost mjerenja malih svjetlosnih tokova.

Očigledno, iste tehničke karakteristike kao i vakuum fotoćelije, kao i pojačanje i njegova zavisnost od napona napajanja, u potpunosti karakterišu PMT. Trenutno, potonji svuda zamjenjuju vakuumske fotoćelije. Nedostaci PMT-a uključuju potrebu za korištenjem visokonaponskog i stabiliziranog napajanja, nešto lošiju stabilnost osjetljivosti i visok šum. Međutim, primjenom hlađenja fotokatoda i mjerenjem ne izlazne struje, već broja impulsa, od kojih svaki odgovara jednom fotoelektronu, ovi nedostaci se mogu u velikoj mjeri suzbiti.

Velika prednost svih prijemnika svjetlosti koji koriste eksterni fotoelektrični efekat je činjenica da se njihova fotostruja ne mijenja pri promjeni opterećenja. To znači da se pri niskim vrijednostima fotostruje može primijeniti gotovo proizvoljno veliki otpor opterećenja i na taj način postići pad napona na njemu koji je dovoljno zgodan za snimanje i pojačanje. S druge strane, zamjenom otpora kapacitivnošću, moguće je mjerenjem napona na ovoj kapacitivnosti dobiti vrijednost proporcionalnu srednjoj vrijednosti svjetlosnog toka u datom vremenskom intervalu. Ovo posljednje je izuzetno važno u onim slučajevima kada je potrebno izmjeriti svjetlosni tok iz nestabilne svjetlosti - situacija tipična za mjerenja spektralne analize.

Spektrometrija u infracrvenom području spektra ne može se izvesti pomoću vakuum fotoćelija i fotomultiplikatora iz razloga što moderne fotokatode imaju crvenu granicu ne veću od 1100 nm. Međutim, već su poznati materijali koji omogućavaju napredovanje do 3-4 μm. Stoga se u infracrvenom području koriste fotoćelije koje rade na bazi unutrašnjeg fotoelektričnog efekta. Tu spadaju nehlađeni fotootpornici na bazi InSb, PbSe i PbS, koji se mogu koristiti do 6 µm, i duboko hlađeni fotootpornici na bazi germanija dopiranog zlatom, cinkom, bakrom i drugim metalima, pogodni do 40 µm.

Za mjerenja u području dužine talasne dužine spektra koriste se termalni prijemnici; potonji ili mijenjaju svoju provodljivost, ili se na njima stvara emf. kada se zagreje upadnim zračenjem.

Poluvodičke fotoćelije se ne odlikuju strogom linearnošću ovisnosti veličine električnog signala o osvjetljenju. Ovaj nedostatak, kao i promjenjivost osjetljivosti fotoćelije, nestabilnost njenog napajanja i pomjeranje pojačanja mjernog kola, otklanjaju se korištenjem sistema sa dva zraka, u kojem nije apsolutna vrijednost mjeri se intenzitet svjetlosti koja se prenosi kroz apsorbirajuću supstancu, ali njegov odnos prema intenzitetu svjetlosti prozirnog izvora.

U izuzetno veliki brojevi U slučajevima kada se koriste fotoćelije, ne postavljaju se strogi zahtjevi za njihova mjerna svojstva. Zbog toga se fotoćelije koje rade na bazi unutrašnjeg fotoelektričnog efekta, zbog svojih malih dimenzija, niskih napona napajanja i niza dizajnerskih prednosti, široko koriste za automatske sisteme, upravljačke sisteme, konverziju solarne energije, kontrolu proizvodnje itd., osim za one slučajeve u kojima relativno niska inercijska svojstva ovih fotoćelija ometaju njihovu upotrebu.

Bibliografija

1. Landsberg G.S. Optika. Proc. dodatak. – 5. izd. ispravan – M.: Nauka. Glavno izdanje fizičke i matematičke literature, 1976. - 928 str.

2. Godžajev N.M. Optika. Proc. dodatak za univerzitete. - M.: " postdiplomske škole“, 1977. - 432 str.

3. Shpolsky E.V. Atomska fizika. Tom 1: Uvod u atomsku fiziku. Tutorial. – 7. izd. ispravljeno – M.: Nauka. Glavno izdanje fizičke i matematičke literature, 1984. - 552 str.

4. Saveliev I.V. Kurs opšte fizike: Proc. dodatak. U 3 toma T. 3. Kvantna optika. Atomska fizika. fizika čvrsto telo. fizika atomsko jezgro i elementarne čestice. - 3. izd. ispravan – M.: Nauka, Ch. ed. fizički - mat. lit., 1987. - 320 str.

5. Geršenzon E.M., Malov N.N., Mansurov A.N. Optika i atomska fizika: Proc. dodatak za studente. viši ped. udžbenik ustanove. - M.: Izdavački centar "Akademija", 2000. - 408 str.

fotoelektrični efekat otkrio je 1887. njemački fizičar G. Hertz, a eksperimentalno proučavao A. G. Stoletov 1888-1890. Najpotpuniju studiju fenomena fotoelektričnog efekta izveo je F. Lenard 1900. godine. U to vrijeme elektron je već bio otkriven (1897, J. Thomson) i postalo je jasno da fotoelektrični efekat (ili, tačnije, spoljašnji fotoelektrični efekat) sastoji se u izvlačenju elektrona iz materije pod uticajem svetlosti koja pada na nju.

Izgled eksperimentalne postavke za proučavanje fotoelektričnog efekta prikazan je na sl. 5.2.1.

U eksperimentima je korištena staklena vakuumska posuda s dvije metalne elektrode, čija je površina temeljito očišćena. Na elektrode je primijenjen napon U, čiji se polaritet može promijeniti pomoću dvostrukog ključa. Jedna od elektroda (katoda K) bila je osvijetljena kroz kvarcni prozor monokromatskom svjetlošću određene valne dužine λ. Pri konstantnom svjetlosnom toku uzeta je ovisnost jačine fotostruje I od primijenjenog napona. Na sl. 5.2.2 prikazuje tipične krivulje takve zavisnosti, dobijene za dvije vrijednosti intenziteta svjetlosnog toka koji pada na katodu.

Krive pokazuju da pri dovoljno visokim pozitivnim naponima na anodi A, fotostruja dostiže zasićenje, budući da svi elektroni izbačeni svjetlošću iz katode dospiju do anode. Pažljiva mjerenja su pokazala da je struja zasićenja I n je direktno proporcionalno intenzitetu upadne svjetlosti. Kada je napon na anodi negativan, električno polje između katode i anode usporava elektrone. Anoda može doseći samo one elektrone čija kinetička energija prelazi | EU|. Ako je anodni napon manji od - U h, fotostruja se zaustavlja. merenje U h, moguće je odrediti maksimalnu kinetičku energiju fotoelektrona:

Na iznenađenje naučnika, vrednost U pokazalo se da je h nezavisan od intenziteta upadnog svjetlosnog toka. Pažljiva mjerenja su pokazala da potencijal blokiranja raste linearno sa povećanjem frekvencije ν svjetlosti (slika 5.2.3).

Brojni eksperimentatori su ustanovili sljedeće osnovne zakone fotoelektričnog efekta:

1. Maksimalna kinetička energija fotoelektrona raste linearno sa povećanjem frekvencije svjetlosti ν i ne zavisi od njenog intenziteta.

2. Za svaku supstancu postoji tzv foto efekat crvenog obruba , tj. najniža frekvencija ν min na kojoj je još moguć vanjski fotoelektrični efekat.

3. Broj fotoelektrona koje izvlači svjetlost iz katode u 1 s je direktno proporcionalan intenzitetu svjetlosti.

4. Fotoelektrični efekat je praktično bez inercije, fotostruja se javlja odmah nakon početka osvjetljenja katode, pod uslovom da je frekvencija svjetlosti ν > ν min.

Svi ovi zakoni fotoelektričnog efekta u osnovi su protivrečili idejama klasične fizike o interakciji svjetlosti s materijom. Prema konceptima talasa, prilikom interakcije sa elektromagnetnim svetlosnim talasom, elektron bi morao postepeno da akumulira energiju, i bilo bi potrebno dosta vremena, u zavisnosti od intenziteta svetlosti, da elektron akumulira dovoljno energije da izleti iz katode. . Proračuni pokazuju da je ovo vrijeme trebalo izračunati u minutama ili satima. Međutim, iskustvo pokazuje da se fotoelektroni pojavljuju odmah nakon početka osvjetljenja katode. U ovom modelu također je bilo nemoguće razumjeti postojanje crvene granice fotoelektričnog efekta. teorija talasa svjetlosti nije mogao objasniti nezavisnost energije fotoelektrona od intenziteta svjetlosnog toka i proporcionalnost maksimalne kinetičke energije frekvenciji svjetlosti.

Na ovaj način, elektromagnetska teorija svjetlost nije mogla objasniti ove obrasce.

Izlaz je pronašao A. Ajnštajn 1905. Teorijsko objašnjenje uočenih zakona fotoelektričnog efekta dao je Ajnštajn na osnovu hipoteze M. Plancka da se svetlost emituje i apsorbuje u određenim delovima, a energija svakog takav dio je određen formulom E = h v, gdje h je Plankova konstanta. Einstein je napravio sljedeći korak u razvoju kvantnih koncepata. Došao je do zaključka da svjetlost ima diskontinuiranu (diskretnu) strukturu. Elektromagnetski talas se sastoji od odvojenih delova - kvanta, naknadno imenovan fotoni. Kada je u interakciji sa materijom, foton prenosi svu svoju energiju hν na jedan elektron. Dio ove energije može raspršiti elektron u sudarima s atomima materije. Osim toga, dio energije elektrona troši se na prevazilaženje potencijalne barijere na međumeđu metal-vakum. Da bi to uradio, elektron mora da napravi radna funkcija A ovisno o svojstvima materijala katode. Maksimalna kinetička energija koju fotoelektron emitiran iz katode može imati određena je zakonom očuvanja energije:

Ova formula se zove Einsteinova jednadžba za fotoelektrični efekat .

Koristeći Einsteinovu jednačinu, možete objasniti sve obrasce eksterni fotoelektrični efekat. Iz Einsteinove jednadžbe slijedi linearna zavisnost maksimalna kinetička energija na frekvenciju i nezavisnost od intenziteta svjetlosti, postojanje crvene granice, inercijski fotoelektrični efekat. Ukupan broj fotoelektroni koji napuštaju površinu katode za 1 s trebaju biti proporcionalni broju fotona koji upadaju na površinu u isto vrijeme. Iz ovoga slijedi da struja zasićenja mora biti direktno proporcionalna intenzitetu svjetlosnog toka.

Kao što slijedi iz Einsteinove jednadžbe, nagib prave linije koja izražava ovisnost potencijala blokiranja U h od frekvencije ν (slika 5.2.3), jednak je omjeru Planckove konstante h na naboj elektrona e:

Ovo omogućava eksperimentalno određivanje vrijednosti Planckove konstante. Ovakva mjerenja je 1914. godine izvršio R. Millikan i dala su dobra saglasnost sa vrijednošću koju je pronašao Planck. Ova mjerenja su također omogućila određivanje radne funkcije A:

gdje c- brzina svjetlosti, λ cr - valna dužina koja odgovara crvenoj ivici fotoelektričnog efekta. Za većinu metala, radna funkcija A je nekoliko elektron volti (1 eV = 1,602 10 -19 J). AT kvantna fizika Elektron volt se često koristi kao mjerna jedinica energije. Vrijednost Planckove konstante, izražena u elektron voltima u sekundi, je

Među metalima, alkalni elementi imaju najnižu radnu funkciju. Na primjer, natrijum A= 1,9 eV, što odgovara crvenoj granici fotoelektričnog efekta λcr ≈ 680 nm. Dakle, veze alkalni metali koristi se za stvaranje katoda u fotoćelije dizajniran za detekciju vidljive svjetlosti.

Dakle, zakoni fotoelektričnog efekta pokazuju da se svjetlost, kada se emituje i apsorbira, ponaša kao tok čestica tzv. fotoni ili kvanti svjetlosti .

Energija fotona je

slijedi da foton ima impuls

Tako se doktrina svjetlosti, nakon što je dovršila revoluciju u trajanju od dva stoljeća, ponovo vratila idejama svjetlosnih čestica - korpuskula.

Ali ovo nije bio mehanički povratak Njutnovoj korpuskularnoj teoriji. Početkom 20. veka postalo je jasno da svetlost ima dvostruku prirodu. Kada se svjetlost širi, pojavljuju se njena valna svojstva (interferencija, difrakcija, polarizacija), a pri interakciji s materijom korpuskularna (fotoelektrični efekat). Ova dvostruka priroda svjetlosti se zove dualnost talas-čestica o kojoj je govorio Lomonosov. Kasnije je otkrivena dvojna priroda elektrona i drugih elementarnih čestica. Klasična fizika ne može dati vizualni model kombinacije valnih i korpuskularnih svojstava mikro-objekata. Kretanjem mikro objekata ne upravljaju zakoni klasične Njutnove mehanike, već zakoni kvantne mehanike. Teorija zračenja potpuno crnog tijela koju je razvio M. Planck i kvantna teorija fotoelektrični efekat Ajnštajn leži u temeljima ove moderne nauke.

Godine 1900. njemački fizičar Max Planck je pretpostavio da se svjetlost emituje i apsorbira u odvojenim dijelovima - kvantima (ili fotonima). Energija svakog fotona određena je formulom E= h ν , gdje h- Plankova konstanta, jednaka 6,63 10 -34 J s, ν je frekvencija svjetlosti. Planckova hipoteza objasnila je mnoge pojave: posebno fenomen fotoelektričnog efekta, koji je 1887. otkrio njemački naučnik Heinrich Hertz, a eksperimentalno proučavao ruski naučnik A. G. Stoletov.

fotoelektrični efekat - Ovo je fenomen emisije elektrona od strane supstance pod dejstvom svetlosti.

Kao rezultat istraživanja ustanovljena su tri zakona fotoelektričnog efekta.

1. Jačina struje zasićenja je direktno proporcionalna intenzitetu svjetlosnog zračenja koje pada na površinu tijela.

2. Maksimalna kinetička energija fotoelektrona raste linearno sa frekvencijom svetlosti i zavisi od njenog intenziteta.

3. Ako je frekvencija svjetlosti manja od određene minimalne frekvencije definirane za datu supstancu, tada se fotoelektrični efekat ne javlja.

Zavisnost fotostruje od napona prikazana je na slici 36.

Teoriju fotoelektričnog efekta stvorio je njemački naučnik A. Einstein 1905. godine. Ajnštajnova teorija se zasniva na konceptu radne funkcije elektrona iz metala i konceptu kvantno zračenje Sveta. Prema Ajnštajnovoj teoriji, fotoelektrični efekat ima sledeće objašnjenje: apsorbujući kvant svetlosti, elektron dobija energiju hv. Kada napušta metal, energija svakog elektrona se smanjuje za određenu količinu, što se naziva radna funkcija(A out). Radna funkcija je rad potreban za uklanjanje elektrona iz metala. Maksimalna energija elektroni nakon bijega (ako nema drugih gubitaka) ima oblik: mv 2 / 2 \u003d hv - A out, Ova jednačina se zove Ajnštajnove jednačine.

Ako a hν< I tada se fotoelektrični efekat ne javlja. znači, foto efekat crvenog obruba je jednako ν min = A out / h

Uređaji zasnovani na principu rada koji se naziva fenomen fotoelektričnog efekta fotoćelije. Najjednostavniji takav uređaj je vakuum fotoćelija. Nedostaci takve fotoćelije su: slaba struja, niska osjetljivost na dugovalno zračenje, složenost u proizvodnji, nemogućnost upotrebe u strujnim krugovima naizmjenična struja. Koristi se u fotometriji za mjerenje intenziteta svjetlosti, svjetline, osvjetljenja, u bioskopu za reprodukciju zvuka, u fototelegrafima i fototelefonima, u upravljanju proizvodnim procesima.

Postoje poluprovodničke fotoćelije kod kojih se koncentracija nosilaca struje mijenja pod uticajem svjetlosti.Koriste se u automatskom upravljanju električnim krugovima (npr. u okretnicama podzemne željeznice), u krugovima naizmjenične struje, kao neobnovljivi izvori struje u satovima, mikrokalkulatorima , prvi solarni automobili se testiraju, koriste se u solarni paneli na umjetni sateliti Zemaljske, interplanetarne i orbitalne automatske stanice.

Fenomen fotoelektričnog efekta povezan je sa fotohemijskim procesima koji se dešavaju pod dejstvom svetlosti u fotografskim materijalima.

Cilj

Mjerenje spektralne zavisnosti fotoprovodljivosti kristalnog poluprovodnika.

Interni fotoelektrični efekat

Unutrašnji fotoelektrični efekat je efekat jonizacije poluprovodnika pod dejstvom svetlosti, što dovodi do stvaranja dodatnih neravnotežnih nosača naboja. Dodatna provodljivost zbog unutrašnjeg fotoelektričnog efekta naziva se fotoprovodljivost.

Sa internim fotoelektričnim efektom primarni proces je apsorpcija fotona s energijom dovoljnom da pobuđuje elektron u pojas provodljivosti (prijelazi 1 i 2 na slici 1) ili na lokalne energetske nivoe (prijelaz 3 na slici 1) koji se nalaze u pojasu pojasa poluvodiča. Prijelaz 1 dovodi do formiranja para elektron-rupa, dok prijelazi 2 i 3 rezultiraju formiranjem nosilaca samo jednog predznaka.

Ako dođe do optičke ekscitacije elektrona od valentnog pojasa do provodnog pojasa, tada se opaža intrinzična fotokonduktivnost koju stvaraju nosioci oba znaka. U ovom slučaju, očigledno, energija fotona hυ ne bi trebala biti manja od pojasa poluprovodnika (hυ>ΔΕ).

Za kristalnu rešetku važi zakon održanja ukupnog talasnog broja K, koji odgovara direktnim i indirektnim optičkim prelazima. Ako se tranzicija elektrona vrši tokom interakcije fotona i elektrona, onda se odvija direktan (vertikalni) optički prijelaz (prijelaz 1, slika 2). Međutim, u kristalnoj rešetki značajnu vjerovatnoću ima i složeniji proces: interakcija fotona, elektrona i fonona (kvant vibracija kristalne rešetke). Kao rezultat takve interakcije, elektron dobiva uglavnom energiju fotona i mijenja svoj valni broj zbog fonona (prijelaz 2, slika 2). Takvi prijelazi se nazivaju indirektni (ne-vertikalni) optički prijelazi.

Slika 2 -

U prisustvu složenog energetskog pojasa, direktni optički prijelazi mogu odgovarati energiji većoj od energije toplinskih prijelaza. Budući da je vjerovatnoća indirektnih optičkih prijelaza manja od vjerovatnoće direktnih prijelaza, apsorpcijski spektri energije fotona koji odgovaraju direktnim prijelazima trebali bi pokazati manje ili više oštar porast apsorpcije i, posljedično, fotoprovodljivosti.

Unutarnji apsorpcioni pojas, koji uvijek ima jasno definiranu dugovalnu granicu, u principu može imati i kratkovalnu granicu. Međutim, u mnogim slučajevima provodni pojas se preklapa sa dozvoljenim trakama iznad, formirajući kontinuirani spektar. Stoga se apsorpcioni spektar i spektralna zavisnost unutrašnjeg fotoelektričnog efekta protežu daleko u kratkotalasnu oblast. Istovremeno, pri visokim energijama fotona (hυ > 2ΔΕ), fototranzicija elektrona u provodni pojas može biti praćena efektom udarne jonizacije, što dovodi do oslobađanja nekoliko elektrona i rupa. Stoga se teorija unutrašnjeg fotoelektričnog efekta svodi na teoriju apsorpcije samo u određenom području spektra blizu dugovalne ivice unutrašnje apsorpcione trake.

Fotoprovodljivost

Neravnotežni elektroni i rupe, nastali kao rezultat interakcije sa fotonima dovoljno visokih energija, odmah nakon procesa jonizacije mogu imati energije mnogo veće od prosječne energije ravnotežnih nosilaca, koja je po redu veličine jednaka kT. Međutim, kao rezultat interakcije s fotonima i defektima kristalne rešetke, neravnotežni nosioci naboja brzo postižu temperaturu rešetke, a njihova energija postaje jednaka prosječnoj toplinskoj energiji ravnotežnih nosača naboja. Ovaj proces se odvija u trajanju od 10-10 sekundi, što se naziva vrijeme relaksacije nosioca naboja. Po pravilu, životni vek neravnotežnih nosača naboja značajno premašuje ovu vrednost i iznosi 10 -2 - 10 -7 sekundi, pa stoga, veći deo životnog veka pre rekombinacije, njihova kinetička energija odgovara prosečnoj toplotnoj energiji ravnotežnih nosača naboja. . Stoga možemo pretpostaviti da je distribucija energije neravnotežnih nosilaca naboja u pojasevima ista kao i kod ravnotežnih. To znači da se mobilnosti m neravnotežnih nosača ne razlikuju od pokretljivosti ravnotežnih, budući da je pokretljivost elektrona m n i rupa m p određena prirodom interakcije nosača naboja sa rešetkom i posebno zavisi od o distribuciji energije nosilaca.

Dakle, stvaranje nosilaca naboja pod dejstvom svetlosti dovodi do promene električne provodljivosti s poluprovodnika, koja se, u prisustvu neravnotežnih elektrona Dn i rupa Dp, može zapisati kao:

s=l((n 0 +Dn)m n +(p 0 +Dp)m p),

gdje su n 0 i p 0 koncentracije ravnotežnih elektrona i rupa.

Prekomjerna (neravnotežna provodljivost), jednaka razlici u provodljivosti poluvodiča u prisustvu (s) i u odsustvu (s 0) osvjetljenja, je fotoprovodljivost (s f):

s f \u003d s-s 0 = l (m n Dn + m p Dp).

Naravno, koncentracije neravnotežnih nosača Dn i Dp ovise o intenzitetu i trajanju osvjetljenja poluvodiča.

Označimo brzinu stvaranja nosioca naboja pod dejstvom osvetljenja kao Dn' i Dp'. Očigledno, Dn' i Dp' moraju biti proporcionalni svetlosnoj energiji apsorbovanoj po jedinici zapremine poluprovodnika u jedinici vremena. Ako je intenzitet monohromatskog osvetljenja sloja debljine dx jednak j, a koeficijent apsorpcije svetlosti jednak k, tada je količina svetlosne energije koja se apsorbuje u jedinici vremena po jedinici zapremine:

Dakle, brzina generisanja nosioca Dn' i Dp' je proporcionalna vrijednosti κj. Za područje fundamentalne apsorpcije

Dn'=Dp'=bkj.

Koeficijent proporcionalnosti b naziva se koeficijent kvantnog prinosa, jer određuje broj parova nosača naboja (ili broj nosilaca naboja u slučaju fotoprovodljivosti nečistoća) formiranih od jednog apsorbovanog svjetlosnog kvanta, ako se intenzitet svjetlosti j mjeri sa broj fotona u sekundi. Obično kvantni koeficijent prinosa b ne prelazi jedinicu.

Kada se poluprovodnik kontinuirano osvjetljava svjetlošću konstantnog intenziteta, uspostavlja se stacionarno stanje koje karakterizira konstantna koncentracija neravnotežnih nosilaca naboja Dn i Dp. Nađimo ovisnost Dn i Dp o vremenu t i odredimo stacionarne vrijednosti koncentracija neravnotežnih nosilaca naboja, uz pretpostavku da je intenzitet svjetlosti konstantan u cijelom volumenu uzorka, što dovodi do ujednačenog stvaranja naboja nosioci.

Neposredno nakon početka osvjetljenja, kako se povećava koncentracija neravnotežnih nositelja naboja osvjetljenja, kako se povećava koncentracija neravnotežnih nositelja naboja, počinje rasti intenzitet procesa rekombinacije. Budući da brzina generiranja neravnotežnih nosača naboja ostaje konstantna pri konstantnom intenzitetu osvjetljenja, intenzitet rekombinacije ubrzo dostiže intenzitet procesa generiranja nosača i uspostavlja se stabilno stanje koncentracije neravnotežnog fotonosača.

Promjena koncentracije neravnotežnih nosača u jedinici vremena je razlika između brzina generiranja i rekombinacije nosača:

Drugi član na desnoj strani ove jednačine uzima u obzir smanjenje koncentracije manjinskih nosilaca naboja kao rezultat procesa rekombinacije. Intenzitet rekombinacije se može smatrati proporcionalnim koncentraciji neravnotežnih nosača samo ako životni vijek neravnotežnih nosača (isto za elektrone i rupe) t ne ovisi o njihovoj koncentraciji.

Ovaj uslov se ostvaruje kada je koncentracija neravnotežnih nosilaca Dn, Dp mala u odnosu na koncentraciju ravnotežnih glavnih nosilaca naboja (npr. Dp=Dn<<р 0), так как при этом изменение концентрации основных носителей под действием освещения можно пренебречь и считать её постоянной. Этот случай имеет место, например, в примесном полупроводнике при генерации фотоносителей в области фундаментального поглощения при такой температуре, когда вся примесь ионизирована.

Nađimo rješenje jednačine (!), uz pretpostavku da je Dp=Dn<<р 0 и р 0 >>n 0 i da poluprovodnik počinje da se osvetljava u trenutku t=0 svetlošću konstantnog intenziteta. Zatim, odvajanjem varijabli i integrisanjem, uzimajući u obzir početni uslov Dn=0 na t=0, dobijamo:

Dn=tbkj(1-e -t/ t). (2)

Stacionarna vrijednost neravnotežne koncentracije elektrona Dn 0 određena je na t®¥:

Ako se, naprotiv, u uzorku stvori stacionarna koncentracija neravnotežnih nosača Dn 0 i svjetlo se upali u trenutku t=0, tada koncentracija neravnotežnih nosilaca naboja pada na nulu prema zakonu:

Dn=Dn 0 e -t/ t =tbkj e -t/ t .

Dakle, relaksacija (odnosno porast i pad) neravnotežne koncentracije nosilaca naboja nakon trenutnog uključivanja i isključivanja svjetla se odvija prema eksponencijalnom zakonu s vremenskom konstantom t koja odgovara vijeku trajanja neravnotežnih nosača naboja.

Dobijene analitičke zavisnosti povećanja koncentracije neravnotežnih nosilaca naboja omogućavaju da se odredi zakon promene neravnotežne stacionarne provodljivosti (koncentracije) na intenzitet osvetljenja, odnosno tzv. lux-ampera. karakteristike. Kod linearnog zakona rekombinacije, kada životni vijek neravnotežnih nosača naboja ne ovisi o intenzitetu osvjetljenja, luksamperova karakteristika je linearna, budući da je, u skladu sa jednadžbom (3), stacionarna neravnotežna koncentracija Dn 0 proporcionalna intenzitetu svjetlosti j .

Fotoprovodljivost u prisustvu površinske rekombinacije i difuzije nosilaca naboja

U prethodnoj analizi fotokonduktivnosti, gdje je pretpostavljeno ujednačeno stvaranje nosilaca naboja po cijelom volumenu uzorka, rekombinacija nosilaca naboja na površini, koja dovodi do relativnog smanjenja koncentracije neravnotežnih nosilaca naboja u blizini površine, je bila nije uzeto u obzir. Ako se, kao i ranije, pretpostavi da je apsorpcija zračenja ujednačena, tada će jedina promjena povezana s uzimanjem u obzir rekombinacijskih površina u rješenju jednadžbe (2) biti zamjena vijeka trajanja neravnotežnih nosača naboja efektivnim vijekom trajanja. t':

gdje je S brzina rekombinacijskih površina (pod pretpostavkom da je S mali);

d je veličina uzorka u smjeru osvjetljenja.

Omjer t i efektivnog vijeka trajanja t' karakterizira fotoprovodljivost uzorka u prisustvu površinske rekombinacije nosilaca naboja:

Iz (4) se može vidjeti da ako je sv<>d, onda ispada da je fotoprovodljivost (2 St)/d puta manja od fotoprovodljivosti pri S=0, a određena je samo uslovima rekombinacije nosilaca naboja na površini

Prisustvo procesa površinske rekombinacije može uticati ne samo na stacionarnu vrednost fotoprovodljivosti, već i na spektralnu zavisnost fotoprovodljivosti. Kvalitativno, ovo se može objasniti na sljedeći način. Prilikom mjerenja spektralne ovisnosti fotoprovodljivosti u području osnovne apsorpcione ivice, gdje koeficijent apsorpcije k(l) snažno raste (do 10 4 – 10 5 cm -1), nastupaju dva konkurentna procesa. Jedan od njih dovodi do povećanja fotoprovodljivosti zbog povećanja koeficijenta apsorpcije k(l), pod uslovom da je uzorak osvijetljen monokromatskom svjetlošću pri konstantnom fluksu fotona. Drugi proces se sastoji u relativnom povećanju koncentracije elektrona u blizini površine, također zbog povećanja, koji imaju kraći vijek trajanja od nosilaca u masi. Ovi procesi mogu dovesti do toga da će se u spektralnoj zavisnosti fotoprovodljivosti uočiti maksimum fotoprovodljivosti na ivici fundamentalne apsorpcije (slika 3). Očigledno je da što je veća stopa površinske rekombinacije, to će biti izraženiji maksimum fotoprovodljivosti.

s f

Slika 3 -

Razmotrimo sada slučaj kada se upadno zračenje neujednačeno apsorbuje po debljini α uzorka i dolazi do difuzije nosilaca naboja. Uzorak ćemo smatrati debelim, tako da su d>>1/k i d>>L (L je bipolarna difuzijska dužina). Uslov kd>>1 ukazuje da se skoro svo zračenje apsorbuje u tankom površinski sloj uzorak i intenzitet zračenja reflektovanog od neosvetljene površine uzorka može se zanemariti. U ovom slučaju, intenzitet zračenja j' unutar uzorka opisan je jednadžbom:

j"=j(1-R s)×e -kx ,

gdje je R s - koeficijent refleksije od površine polubeskonačnosti uzorka;

j je intenzitet upadne svjetlosti.

Jednačina za stacionarnu koncentraciju viška nosioca naboja Dr(h) u uzorku elektronske provodljivosti u prisustvu neujednačenog stvaranja i difuzije nosilaca naelektrisanja ima oblik:

gdje je D koeficijent bipolarne difuzije elektrona i rupa q=bkj'.

Odgovarajuće rješenje jednačine (6) bit će funkcija:

Dp (x) \u003d Ae - x / L + Be -kx, (7)

gdje je L=(Dt) 1/2 - bipolarna difuzijska dužina.

Konstantni faktor V se nalazi zamjenom (7) u (6):

Konstantni koeficijent A može se odrediti iz graničnog stanja na osvijetljenoj površini (pri x=0)

To znači da je difuzioni tok viška nosača na osvijetljenu površinu proporcionalan koncentraciji neravnotežnih nosača. Pošto je uloga rekombinacionih površina u fenomenu fotoprovodljivosti ranije procenjena, pretpostavimo u ovom slučaju brzinu rekombinacionih površina S = 0 i odredimo konstantu A iz uslova

Tada se raspodjela nosilaca naboja po uzorku može zapisati kao:

Treba napomenuti da ako kL>>1, tada višak nosilaca prodire na mnogo veću dubinu od zračenja, a dubina im je jednaka po redu veličine difuzionoj dužini L. Integracijom (8) preko X može se odrediti ukupna koncentracija viška nosioca naboja Δr, koja učestvuje u fotoprovodljivosti uzorka u smjeru y (treća veličina uzorka u smjeru Z smatra se jednakom 1):

Ovo pokazuje da je ukupna koncentracija viška nosača proporcionalna ukupnom broju fotona apsorbiranih po jedinici površine uzorka.

Fotoprovodljivost nečistoća

Ako postoje lokalni nivoi nečistoće u pojasu poluprovodničkog pojasa, zračenje, kao i termička pobuda, mogu izazvati prelaze elektrona između nivoa nečistoće i pojasa (Sl. 1. prelazi 2. i 3.). Apsorpcija i fotoprovodljivost zbog takvih prelaza nazivaju se nečistoćama. Energija jonizacije nivoa koji se nalaze u pojasu pojasa prirodno je manja od širine pojasa ΔE. Stoga je dugovalna granica apsorpcije nečistoća i fotoprovodljivosti pomjerena na dugovalnu stranu spektra u odnosu na intrinzičnu apsorpciju i fotoprovodljivost.

0,2 0,4 0,6 0,8 hn(eV)

Slika 4 -

Na slici 4 prikazane su spektralne apsorpcije, intenzitet generisanja nosioca bkj varira nelinearno sa intenzitetom svetlosti, budući da koeficijent apsorpcije ne ostaje konstantan (k zavisi od j), već opada sa povećanjem intenziteta svetlosti usled primetnog iscrpljivanja centara nečistoća. Stoga će luksamperska karakteristika u području fotoprovodljivosti nečistoća biti linearna samo pri niskim intenzitetima svjetlosti, a dostići će zasićenje za visoke intenzitete svjetlosti kada su centri nečistoća potpuno iscrpljeni.

Zavisnost koeficijenta k(j) u oblasti nečistoće od intenziteta zračenja je takođe važna u procesima relaksacije fotoprovodljivosti nečistoće. AT jednostavan slučaj pobuđivanje nečistoće fotoprovodljivosti povezano je sa pojavom slobodnih nosilaca samo jednog predznaka, dok naboji suprotnog predznaka ostaju lokalizovani na atomima nečistoće. Stoga se procesi zajedničke difuzije i drifta parova elektron-rupa u uslovima električne neutralnosti ne mogu odvijati.

Karakteristika procesa difuzije nije dužina difuzije, već Debyeova dužina skriniranja. Pri koncentracijama nosioca naboja karakterističnim za materijale kao što su germanijum i silicijum, Debajevska dužina ekranizacije je veoma mala (10 -6 - 10 -4 cm), pa se stoga mogu zanemariti procesi difuzije nosioca naboja tokom njihovog nehomogenog stvaranja.

Laboratorija #6

"Proučavanje fotoprovodljivosti poluprovodnika"

Postavka mjerenja i tehnika mjerenja

Slika 1.- Šematski dijagram mjerne instalacije

Svjetlost iz izvora L fokusira se optičkim sistemom na ulazni prorez S1 MX monohromatora. Svjetlosni tok se može modulirati mehaničkim modulatorom M i prigušiti filtrima F. Iz izlaznog proreza S2 monohromatora, zračenje se usmjerava na uzorak poluvodiča i potpuno u njega, uzrokujući fotoprovodljivost. Električni signal koji se javlja na otporu opterećenja Rn u krugu uzorka mjeri se voltmetrom lampe LV.

Izvor svjetlosti u mjernoj postavci je lampa sa žarnom niti od volframa.

Modulator svjetla je disk sa izrezima, koji se rotira pomoću elektromotora. Frekvencija modulacije svjetlosti određena je brojem okretaja elektromotora i brojem rezova u disku.

U seriji s uzorkom, čiji je otpor u mraku, spojena je baterija napona U i otpora opterećenja Rl. Kada se uzorak osvijetli moduliranom svjetlošću, na otporu opterećenja pojavljuje se naizmjenični signal, koji se pojačava pomoću pojačala i mjeri voltmetrom.

Radni nalog

1. Uključite instalaciju i fokus optički sistem prema maksimalnom signalu uzorka. Uzorak treba da bude ravnomerno osvetljen monohromatskim svetlom na najkraćoj mogućoj udaljenosti od izlaznog proreza monohromatora.

2. Izmjerite spektralnu zavisnost fotoprovodljivosti u relativnim jedinicama U(λ), vršeći mjerenja kroz 50 0 skale bubnja. Zabilježite rezultate mjerenja u tabelu i napravite grafikon na proizvoljnoj skali.

3. Koristeći neonsko svjetlo, kalibrirajte skalu bubnja. Žuta linija neonskog spektra odgovara λ = 5852,5A, crvena linija - 6402,2A.

4. Odredite širinu pojasa poluvodičkog materijala koristeći spektralni položaj maksimuma fotoprovodljivosti .

test pitanja

1. Šta je unutrašnji efekat?

2. Šta su direktni i usmjereni prijelazi elektrona?

3. Definirajte vrijeme relaksacije nosača naboja.

4. Šta fizičko značenje ima koncept kvantnog prinosa?

5. Kako se mijenja koncentracija neravnotežnog nosača kada se svjetlo uključi/isključi, ako je Dt®0?

6. Dajte koncept efektivnog vijeka trajanja.

7. Koja je dužina Debye skrininga.

Književnost

1. Radionica o poluvodičima i poluvodičkim uređajima. Ed. K. V. Shalimova.-M.: Viša škola, 1968.-87-97s.

2. Pavlov L.P. Metode za određivanje glavnih parametara poluprovodničkih materijala.-M.: Viša škola, 1975.-125-128, 132-141s.