Основы фотовольтаики

Ядерным фотоэффектом называется поглощение γ-кванта атомным ядром, сопровождающееся его перестройкой.

Фотоэффект широко используется в исследованиях строения вещества – атомов, атомных ядер, твёрдых тел, а также в фотоэлектронных приборах.

Лит.: Hertz Н., Uber einen Einfluss des ultravioletten Lichtes auf die electrische Entladung, "Annalen der Physik und Chemie", 1887, Bd 31; Столетов А. Г., Избр. соч., М. – Л., 1950; Эйнштейн А., Собр. научн. тр., т. 3, М., 1966; Tamm Ig., Scliubin S., Zur Theorie des Photoeffektes an Metalien, "Zeitschrift fur Physik", 1931, Bd 68; Лукирский  П. И., О фотоэффекте, Л. – М., 1933; Стародубцев  С. В., Романов А. М., Взаимодействие гамма-излучения  с веществом, ч. 1, Таш., 1964.

Фотоэлектронная эмиссия, внешний  фотоэффект, испускание электронов твёрдыми телами и жидкостями под действием  электромагнитного излучения (фотонов) в вакуум или др. среды. Практическое значение в большинстве случаев  имеет фотоэлектронная эмиссия из твёрдых тел (металлов, полупроводников, диэлектриков) в вакуум. Основные закономерности фотоэлектронной эмиссии состоят в следующем: 1) количество испускаемых электронов пропорционально интенсивности излучения; 2) для каждого вещества при определенном состоянии и температуре Т = 0 К существует порог – минимальная частота w₀ (или максимальная длина волны l₀) излучения, за которой фотоэлектронная эмиссия не возникает; 3) максимальная кинетическая энергия фотоэлектронов линейно возрастает с частотой излучения и не зависит от его интенсивности. Фотоэлектронная эмиссия – результат трех последовательных процессов: поглощения фотона и появления электрона с высокой (по сравнению со средней) энергией; движения этого электрона к поверхности, при котором часть энергии может рассеяться; выхода электрона в др. среду через поверхность раздела. Количественной характеристикой фотоэлектронной эмиссии является квантовый выход Y – число вылетевших электронов, приходящееся на 1 фотон излучения, падающего на поверхность тела. Величина Y зависит от свойств тела, состояния его поверхности и энергии фотонов.

Фотоэлектронная эмиссия  из металлов возникает, если энергия фотона  hν     (h – Планка постоянная, ν – частота излучения) превышает работу выхода металла е_j. Последняя для чистых поверхностей металлов > 2 эв (а для большинства из них > 3 эв), поэтому фотоэлектронная эмиссия из металлов (если работа выхода не снижена специальным покрытием поверхности) может наблюдаться в видимой и ультрафиолетовой (для щелочных металлов и бария) или только в ультрафиолетовой (для всех др. металлов) областях спектра. Вблизи порога фотоэлектронная эмиссия для большинства металлов Y ~ 10^-4 электрон/фотон. Малая величина Y обусловлена тем, что поверхности металлов сильно отражают видимое и ближнее ультрафиолетовое излучение (коэффициент отражения R > 90%), так что в металл проникает лишь малая доля падающего на него излучения. Кроме того, фотоэлектроны при движении к поверхности сильно взаимодействуют с электронами проводимости, которых в металле много (~ 1022 см-3), и быстро рассеивают энергию, полученную от излучения. Энергию, достаточную для совершения работы выхода, сохраняют только те фотоэлектроны, которые образовались вблизи поверхности на глубине, не превышающей несколько нм. Менее "энергичные" фотоэлектроны могут пройти без потерь энергии в десятки раз больший путь в металле, но их энергия недостаточна для преодоления поверхностного потенциального барьера и выхода в вакуум.

Фотоэлектронная эмиссия  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   " DE поглощения показатель К " 104 см^-1 и с увеличением (возрастает до 105 см^-1). В слабо 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). 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, фотоэлектронная эмиссия 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 фотоэлектронной эмиссии 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  .

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 (Cs3Sb, Na2KSb и др.). У  них DE < 2 эв, c < 2 эв и Y в видимой  области спектра достигает величины ~ 0,1 электрон/фотон.

Фотоэлектронная эмиссия  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.

 Фотоэдс, электродвижущая сила, возникающая в полупроводнике при поглощении в нём электромагнитного излучения (фотонов). Появление фотоэдс (фотовольтаический эффект) обусловлено пространственным разделением генерируемых излучением носителей заряда (фотоносителей). Разделение фотоносителей происходит в процессе их диффузии и дрейфа в электрическом и магнитном полях из-за неравномерной генерации, неоднородности кристалла, воздействия внешнего магнитного поля, одноосного сжатия и др.

Объёмная фотоэдс в однородном полупроводнике, обусловленная неодинаковой генерацией в нём фотоносителей, называется диффузионной, или фотоэдс Дембера. При неравномерном освещении полупроводника или облучении его сильно поглощающимся (и быстро затухающим в глубине кристалла) излучением концентрация фотоносителей велика вблизи облучаемой грани и мала или равна нулю в затемнённых участках. Фотоносители диффундируют от облучаемой грани в область, где их концентрация меньше, и если подвижности электронов проводимости и дырок неодинаковы, в объёме полупроводника возникает пространственный заряд, а между освещенным и затемнённым участками – фотоэдс Дембера. Величина этой фотоэдс между двумя точками полупроводника 1 и 2 может быть вычислена по формуле:

где k – Больцмана постоянная, е – заряд электрона, Т –  температура, mэ и mд – подвижности  электронов и дырок, σ₁ и σ₂ – электропроводность в точках 1 и 2. Фотоэдс Дембера при данной интенсивности освещения тем больше, чем больше разность подвижностей электронов и дырок и чем меньше электропроводность полупроводника в темноте. Излучение, генерирующее в полупроводнике только основные носители заряда, не создаёт фотоэдс Дембера, так как в этом случае эдс в объёме компенсируется равной ей по величине и противоположной по знаку эдс, образующейся на контакте полупроводника с электродом. Фотоэдс Дембера в обычных полупроводниках мала и практического применения не имеет.

Вентильная (барьерная) фотоэдс возникает в неоднородных по химическому составу или неоднородно легированных примесями полупроводниках, а также на контакте полупроводника с металлом. В области неоднородности в полупроводнике существует внутреннее электрическое поле, которое ускоряет генерируемые излучением неосновные и замедляет основные неравновесные носители заряда. В результате фотоносители разных знаков пространственно разделяются. Разделение электронов и дырок внутренним полем эффективно, когда неоднородность не слишком плавная, так что на длине порядка диффузионной длины неосновных носителей заряда разность химических потенциалов превышает kT/e (при комнатной температуре kT/e =0,025 эв). Вентильная фотоэдс может возникать в полупроводнике под действием света, генерирующего и электроны, и дырки или хотя бы только неосновные носители. Для практических применений особенно важна вентильная фотоэдс, возникающая в электронно-дырочном переходе или полупроводниковом гетеропереходе. Она используется в фотоэлектронных приборах (фотовольтаических элементах, солнечных элементах). По величине вентильной фотоэдс также обнаруживают слабые неоднородности в полупроводниковых материалах.

Фотоэдс может возникать также в однородном полупроводнике при одновременном одноосном сжатии и освещении (фотопьезоэлектрический эффект). Она появляется на гранях, перпендикулярных направлению сжатия, её величина и знак зависят от направления сжатия и освещения относительно кристаллографических осей. Фотоэдс пропорциональна давлению и интенсивности излучения. В этом случае фотоэдс обусловлена анизотропией коэффициентом диффузии фотоносителей, вызванной одноосной деформацией кристалла. При неоднородном сжатии и одновременном освещении полупроводника фотоэдс может быть обусловлена неодинаковым в разных частях кристалла изменением ширины запрещенной зоны под действием давления (тензорезистивный эффект).

В полупроводнике, помещенном в магнитное поле и освещенном сильно поглощающимся светом так, что  градиент концентрации фотоносителей (и их диффузионный поток) возникает  в направлении, перпендикулярном магнитному полю, электроны и дырки разделяются  вследствие их отклонения магнитным  полем в противоположных направлениях (Кикоина – Носкова эффект).

Б. И. Давыдов (1937) установил, что фотоэдс может возникать и при генерации только основных носителей заряда (или при поглощении электронами проводимости излучения), если энергия фотоносителей заметно отличается от энергии др. носителей заряда. Обычно такая фотоэдс возникает в чистых полупроводниках с высокой подвижностью электронов при очень низких температурах. Фотоэдс в этом случае обусловлена зависимостью подвижности и коэффициента диффузии электронов от их энергии. Фотоэдс этого типа имеет заметную величину в InSb n-типа, охлажденном до температуры жидкого гелия.

При поглощении излучения  свободными носителями заряда в полупроводнике вместе с энергией фотонов поглощается  их импульс. В результате электроны  приобретают направленное движение относительно кристаллической решётки  и на гранях кристалла, перпендикулярных потоку излучения, появляется фотоэдс светового давления. Она мала, но вместе с тем очень мала и её инерционность (порядка 10-11сек). Фотоэдс светового давления используется в быстродействующих приёмниках излучений, предназначенных для измерения мощности и формы импульсов излучения лазеров. Лит.: Рыбкин С. М., Фотоэлектрические явления в полупроводниках, М., 1963; Тауц Ян, Фото- и термоэлектрические явления в полупроводниках, пер. с чеш., М., 1962; Фотопроводимость. Сб. ст., М., 1967.