Фотоэмиссионная пирометрия

УДК 536.521.3:520.343

Каспаров, К. Н. Фотоэмиссионная пирометрия / К. Н. Ка
спаров. – Минск : Беларуская навука, 2018. – 175 с. – ISBN 978985-08-2324-3.

Метод фотоэмиссионной пирометрии основан на том, что сдвиг макси
мума изотерм Планка в сторону коротких волн с увеличением температуры 
сопровождается увеличением относительного количества фотоэлектронов 
больших энергий внешнего фотоэффекта в прикатодном пространстве фотоэлектронного прибора. В этом случае термометрическим веществом является 
газ фотоэлектронов, начальные скорости которых лежат в интервале от нуля 
до νmax = (2eUmax / m)1/2, а термометрическим свойством – зависимость максимальной кинетической энергии фотоэлектронов от температуры излучающего объекта или зависимость распределения фотоэлектронов по энергиям 
от распределения по энергиям фотонов в излучении нагретого тела. Изменение энергетического распределения фотоэлектронов с изменением температуры определяется в тормозящем поле энергоанализатора или в анализаторе 
типа одиночной электростатической линзы. Простота модуляции электронного потока позволяет измерять интегральную цветовую температуру объекта с временным разрешением 10–6 с при методической погрешности измерений ∼0,3 %. Рассмотрены требования, предъявляемые к фотоэлектронному 
прибору – датчику температуры. Приведены примеры измерения динамики 
температуры в быстропротекающих тепловых процессах и метрологические 
измерения.
Табл.: 12. Ил.: 98. Библиогр.: 100 назв.

Р е ц е н з е н т ы:

доктор физико-математических наук, профессор Н. А. Фомин,
доктор физико-математических наук В. А. Длугунович,
кандидат физико-математических наук Я. М. Геда

ISBN 978-985-08-2324-3 
 
 
 
© Каспаров К. Н., 2018
© Оформление. РУП «Издательский дом  
    «Беларуская навука», 2018

ПРЕДИСЛОВИЕ

Фотоэмиссионный анализ оптического излучения основан 

на уравнении Эйнштейна для внешнего фотоэффекта. В некоторых случаях определение длины волны излучения по энергии 
фотоэлектрона может дать преимущество перед оптическими 
спектральными измерениями. Этот метод использовался при анализе ультрафиолетового излучения с помощью первых ракет 
и спутников [1–5]. В данном методе в схеме измерения не используются оптические диспергирующие элементы и определение 
распределения энергии в спектре излучения производится путем анализа распределения по энергиям электронов внешнего 
фотоэффекта в прикатодной области фотоэлектронного прибора, представляющего собой двух- или трехэлектродный вакуумный фотоэлемент. Изменение распределения фотоэлектронов
по энергиям осуществляется в тормозящем поле, создаваемом 
напряжением, подаваемым на управляющую сетку, расположенную между фотокатодом и коллектором электронов в приборах 
открытого типа (т. е. в вакууме космического пространства). Качественное представление об источнике излучения получали путем анализа кривых распределения. При этом континуум длин 
волн должен быть известен – 3–4 линии вакуумного ультрафиолета. Определялись разностные сигналы этих линий и сравнивались с подобными измерениями, выполненными в лабораторных условиях.

Фотоэмиссионный метод измерений вследствие относитель
ной простоты и компактности фотоэлектронного прибора дает 
возможность сделать спектральные измерения автоматическими и удобными для телеметрических измерений. Его применение позволяет располагать объект вплотную к фотокатоду 

и использовать лучистый поток в телесном угле, практически 
равном 2π. Большая светосила и малая инерционность измерений, которая достигается за счет модуляции не светового, 
а электронного потока, могут быть использованы при изучении 
спектров сверхслабого свечения, в том числе быстропротекающих процессов.

Этим методом по спектру фотоэлектронов из полупровод
никового фотокатода были восстановлены, путем решения обратной задачи, сплошной и линейчатый спектры сверхслабого 
(∼10–11 Вт) излучения фото- и электролюминесценции в видимой области спектра [6], идентифицированы линии монохроматического фотолюминесцентного [7] и катодолюминесцентного 
[8–10] излучения слоистых эпитаксиальных полупроводниковых структур в растровом электронном микроскопе, что позволило увидеть их тонкую структуру. В последнем случае большая 
апертура достигалась тем, что за счет отсутствия каких-либо 
монохроматизирующих оптических элементов фотоэлектронный 
умножитель (ФЭУ) в электронном микроскопе был расположен 
в непосредственной близости от исследуемой поверхности на расстоянии примерно 2 см. Такое расположение позволяет использовать для спектральных измерений световые потоки, не намного превышающие их пороговые значения.

Определялись константы ионизации органических соедине
ний в растворах [11]. Причем для выполнения этой работы специально был изготовлен фотоэлемент с анодом из материала, 
нечувствительного к используемому излучению, чтобы исключить встречный ток эмиссии с анода на фотокатод, без чего эти 
измерения выполнить было бы нельзя.

Проблема обратного и неуправляемого токов стоит и при из
мерении фотоэмиссионным методом температуры по изменению распределения фотоэлектронов по энергиям, в которых 
в качестве датчика температуры используется фотоэлектронный 
прибор (ФЭП), который нельзя назвать ФЭУ. Собственно говоря, 
датчиком температуры в этом случае является не ФЭУ, а созданный на его основе анализатор распределения электронов фотоэмиссии по энергиям с дальнейшим умножением прошедших

на первый динод электронов, тогда как назначение ФЭУ – обнаружить световой сигнал и собрать на первый динод как можно 
больше электронов с любыми начальными энергиями по кратчайшим траектория. Безынерционность регистрации светового 
сигнала позволяет в процессах длительностью 5–10 мкс измерять цветовую температуру, изменяющуюся в быстропротекающих тепловых процессах со скоростью до ∼108 К/с, с временным разрешением до 1 мкс. И так как определяется это время
не инерционностью фотоэффекта (∼10–9 с), а электронной схемой измерения пирометрического сигнала, то возможно его дальнейшее уменьшение. Важно при этом и то, что измеренная температура очень слабо зависит от излучательной способности 
объекта, что немаловажно при измерении быстроизменяющейся 
температуры.

Основные положения фотоэмиссионного метода измерения 

температуры изложены в монографии [12] и ряде статей, где также приведены результаты измерения температуры некоторых 
объектов. С тех пор выполнены новые работы по методу и практике измерений, в том числе метрологические. Цель настоящей 
работы – обобщить накопленные знания, показать области наиболее эффективного применения фотоэмиссионного метода измерения температуры и направления возможного совершенствования метода и прибора.

Глава 1

ФОТОЭЛЕКТРОННЫЙ ПРИБОР

1.1. Обратный и неуправляемый фототоки

Для реализации фотоэмиссионного метода, прежде всего, 

необходим датчик – анализатор излучения, который соответствовал бы поставленной задаче. Он должен быть не только детектором излучения, но и анализатором распределения фотоэлектронов по энергиям.

Для измерений в видимой области спектрального диапазона 

металлические фотокатоды непригодны вследствие их большой 
работы выхода и, следовательно, низкой квантовой эффективности. Использование приборов с полупроводниковыми фотокатодами налагает дополнительные требования к их конструкции 
и технологии изготовления.

Причиной одного из главных препятствий при реализации 

этого метода измерений является засветка коллектора электронов (анода) в фотоэлементе и управляющей сетки в конструкции 
типа фототриода. Все увеличивающийся по мере увеличения 
тормозящего напряжения на коллекторе обратный ток с этих 
электродов на фотокатод вносит искажения в вольт-амперные 
характеристики (ВАХ) запирания фототока. Это впервые показано в клас сической работе П. И. Лукирского [13] по фотоэффекту 
с металлов, выполненной с применением прибора типа сферический конденсатор (рис. 1.1).

В этих измерениях вольт-амперные характеристики запира
ния фототока, не искаженные обратным током, получались путем его вычитания из экспериментальных данных, т. е. прибавления его абсолютных значений, полученных в предварительных измерениях. Однако это можно делать при облучении фотокатода одной известной длиной волны. При выполнении же 

большого числа измерений спектров различного спектрального 
состава в автоматическом режиме это сделать невозможно, так 
как обратные токи зависят от спектра излучения и имеют свои 
спектральные границы и максимумы.

Вольт-амперные характеристики, подобные приведенным

на рис. 1.1, получаются при освещении рассеянным белым светом полупрозрачного сурьмяно-цезиевого фотокатода в фотоэлементе с коллектором электронов, сделанным в виде полого 
цилиндра, диаметр которого больше отверстия в его основании 
(рис. 1.2, а). Токи усиливаются усилителем 3 и измеряются амперметром 6, а напряжение между катодом и коллектором регулируется резистором 4 и измеряется вольтметром 5 [14]. Участок 
АВ характеристики соответствует отрицательному напряжению 
на коллекторе. При напряжении –0,29 В ток эмиссии с катода 
и обратный ток с коллектора на катод равны. При большем напряжении на коллекторе ток обусловлен электронами начальных энергий (рис. 1.2, б).

Влияние обратного тока на ход спектральных характеристик 

такого фотоэлемента, полученных в тормозящем поле при постоянном отрицательном напряжении на коллекторе –0,345 В 
при освещении фотокатода рассеянным светом и параллельным 
пучком света, который проходил через отверстие в коллекторе, 
не засвечивая его, видно на рис. 1.3. При засветке коллектора 
длина волны, при которой ток через фотоэлемент прекращается, 

Рис. 1.1. Экспериментальная вольт-амперная характеристика, полученная
со свинцового катода, расположенного в центре сферы (1), и обратный ток

на катод при диффузном освещении наружной сферы (2) [13]

на ∼45 нм меньше, чем при отсутствии засветки коллектора. 
Следовательно, изменяется и напряжение отсечки фототока
на вольт-амперной характеристике, снятой в тормозящем поле, 
которое является одним из признаков принадлежности вольтамперной характеристики данной длине волны.

В фотоэлектронных умножителях источником неуправляе
мого тока являются металлизированные и покрытые распыляе
Рис. 1.2. Схема измерений (а) при засветке коллектора электронов (1) и при 
освещении катода параллельным пучком света без засветки коллектора (2); 
3 – усилитель; 4 – резистор; 5 – вольтметр; 6 – амперметр и вольт-амперная 

характеристика фотоэлемента с полупрозрачным Sb–Cs фотокатодом (б)

Рис. 1.3. Спектральные характеристики фотоэлемента при различных условиях освещения: 1 – рассеянный свет; 2 – коллимированный пучок света

не засвечивает коллектор электронов

мыми металлами, формирующими фотокатод, стенки стеклянного баллона, управляющий электрод (сетка, модулятор) и первый 
динод. Электроны с этих поверхностей попадают на фотокатод 
и в динодную систему. Так как фотокатод и металлические поверхности первого динода и модулятора имеют различные спектральные характеристики, то обратный ток на фотокатод и фототок первого динода изменяет спектральную характеристику 
фотоэлектронного прибора. Этот ток понижает эффективность 
управления анодным током, не позволяя его полностью запереть напряжением управляющего электрода. При наличии в катодной камере ФЭУ дополнительных управляющих электродов 
можно, подавая на эти электроды различные комбинации управляющих напряжений, уменьшить паразитный ток на четыре порядка и длительность управляющих импульсов со 100 до 20 нс 
[15]. Для управления световыми импульсами субнаносекундной 
длительности был разработан ФЭУ SKP-1 (рис. 1.4) с двумя управляющими сетками [16; 17]. Наличие двух сеток делает его более 
пригодным для фотоэмиссионных измерений по сравнению 
с управлением фотоэлектронами одним запирающим электродом.

Спектральные отклики сурьмяно-цезиевого фотокатода, ди
нодной системы и фотоумножителя приведены на рис. 1.5. Они 
получены на экспериментальном приборе, изготовленном на 
базе промышленного ФЭУ, но за его входным (торцевым) окном 
и параллельно ему располагалась стеклянная шайба в металли
Рис. 1.4. Схема катодной камеры ФЭУ SKP-1

ческой обойме, присоединенная внутри прибора гибкой молибденовой лентой к катодному вводу. После выполнения обычной 
технологической обработки прибора эта стеклянная шайба 
представляла собой сурьмяно-цезиевый фотокатод, который небольшим наклоном ФЭУ мог быть откинут в горизонтальное положение либо возвращен в первоначальное вертикальное положение. При откинутом фотокатоде весь световой поток попадает 
через входное окно баллона на первый динод, не ослабляясь полупрозрачным фотокатодом и не изменяя своего спектрального 
состава.

При определении спектральной характеристики фотокатода 

(кривая 1) коллектором фотоэлектронов служил модулятор. 
Кривая 2 – спектральная характеристика фотоумножителя при 
освещенном фотокатоде. Кривая 3 получена при откинутом фотокатоде, так что весь световой поток, минуя фотокатод, попадал на первый динод, не засвечивая модулятор. Кривые 2, 3 получены при разности потенциалов между фотокатодом и анодом 
1700 В. Для кривой 3 за единицу взят максимальный ток фотоумножителя. Наличие коротковолнового максимума (580 нм) на 
кривой 3 в области, совпадающей с областью чувствительности 
фотокатода, показывает, что первый динод представляет собой 
малочувствительный сурьмяно-цезиевый фотокатод на металлической подложке с максимумом, несколько смещенным в длин
Рис. 1.5. Спектральная чувствительность фотокатода (1), динодной системы (2) 

и фотоумножителя (3) [18]