Увлече́ние электро́нов фото́нами (светоэлектрический эффект), возникновение потока электронов в результате передачи электронам импульса от направленного потока фотонов. Эффект экспериментально обнаружен в 1958 г.

Увлечение электронов фотонами наблюдается в оптической и СВЧ-областях спектра в полупроводниках, полуметаллах и некоторых металлах. Наиболее подробно эффект изучен в полупроводниках ($\text{Ge}$, $\text{Si}$ соединениях типа $\text{А}^\text{III}\text{B}^\text{V}$), где он может возникать как при межзонных переходах и фотоионизации связанных электронов, так и при поглощении света свободными электронами и дырками. Импульс фотонов, в конечном счёте приобретаемый всем твёрдым телом, вначале в значительной степени воспринимается подвижными носителями заряда, вызывая их смещение. Время затухания полученного электроном импульса порядка $10^{–10} \text{--} 10^{–13}$ с, что определяет малую инерционность эффекта.

Увлечение электронов фотонами обнаруживается в виде электрического тока (ток увлечения) или эдс. Плотность тока $j$ определяется по формуле:$\displaystyle{j = e\alpha I\hbar\omega n\langle \tau \rangle\beta/c\,m^*,}$где $e$, $m^*$, $\langle \tau \rangle$ – соответственно электрический заряд, эффективная масса и усреднённое время релаксации импульсов носителей; $c$ – скорость света, $I$ – интенсивность [в фотон/(см² с)], $n$ – показатель преломления, $\alpha$ – коэффициент поглощения света, $\hbar$ – постоянная Планка, $\omega$ – частота фотонов, $\beta$ – коэффициент, характеризующий долю импульса фотонов, передаваемую электронам. В полупроводниках со сложными энергетическими зонами наряду с продольным наблюдается т. н. поперечный эффект увлечения (появление электрического тока, направленного перпендикулярно импульсу фотонов), связанный с анизотропией кристаллов. Величина плотности тока при поперечном эффекте увлечения определяется выражением: $\displaystyle{j_{\perp} = \eta pe\langle \tau \rangle/m,}$где $p$ – переданный электронам импульс. Величина и знак коэффициента $\eta$ зависят от расположения экстремумов зон, анизотропии изоэнергетических поверхностей и механизмов рассеяния электронов. При сильной анизотропии $|\eta| \sim 1$.

Классическая теория увлечения электронов фотонами основана на рассмотрении тока увлечения как холловского тока, возникающего в электрическом и магнитном полях световой волны, с учётом тока, обусловленного пространственной дисперсией проводимости (который может быть сравним по величине с холловским током).

Эффект увлечения электронов фотонами в наноструктурированных материалах имеет ряд особенностей. Так, взаимодействие наклонно падающего наносекундного лазерного излучения в видимой и ИК-областях спектра с однослойными углеродными нанотрубками может приводить к генерации униполярных импульсов напряжения, повторяющих форму лазерных импульсов.

При наличии нелинейной связи между фотонами и электронами возникают нелинейные эффекты – смешение частот, оптическое выпрямление или нелинейная генерация тока, которые важны для генерации излучения в труднодоступных областях спектра, таких как терагерцевый диапазон. В силу специфики дисперсионных характеристик и высокой подвижности электронов при комнатной температуре, наиболее перспективным для реализации сильных нелинейных эффектов является графен. Он может обеспечить широкополосное когерентное терагерцевое излучение в диапазоне 0,1–60 ТГц при фемтосекундном оптическом возбуждении, индуцирующем динамический ток увлечения электронов фотонами. Это открывает новые возможности для генерации сверхширокополосных терагерцевых импульсов при комнатной температуре.

Перспективным направлением использования излучения фемтосекундных лазеров (лазеров сверхкоротких импульсов) является ускорение электронов в газах. Распространяясь в газе, лазерный импульс полностью его ионизует на своём переднем фронте. В возникающей за фронтом плазме возможно существование гигантских электрических полей. Если предельное электрическое поле для традиционного ускорителя частиц превышает 100 МВ/м, то в плазме оно может быть на 3 порядка выше – 100 ГВ/м, и, следовательно, длина созданного на этом принципе ускорителя может быть во столько же раз меньше. На хвосте импульса возникают чередующиеся области с пониженной и повышенной электронной плотностью. В такой волне разделения зарядов, называемой кильватерной волной, фаза распространяется по плазме со скоростью импульса (близкой к скорости света). Поскольку электрическое поле кильватерной волны оказывается подобным высокочастотному полю линейного ускорителя электронов, появляется возможность придавать электронам значительное ускорение. Явление самофокусировки, сопутствующее распространению лазерного импульса излучения, позволяет ему проходить большое расстояние в плазме почти без потери интенсивности, тем самым обеспечивая большой набор энергии ускоряемыми частицами вплоть до 1 ГэВ.

Ускоренные до высоких энергий пучки электронов могут иметь различное применение, в частности: быстрый поджиг термоядерной мишени (частицы высокой энергии направляются в сжатое термоядерное горючее и воспламеняют его, инициируя реакцию термоядерного синтеза); электронная и протонная радиография (позволяет увидеть структуру плотного вещества); электронная терапия рака; инициирование ядерных реакций, включающее получение короткоживущих изотопов и короткоимпульсных источников нейтронов.

Увлечение электронов фотонами используется для измерения временны́х характеристик излучения импульсных лазеров и для регистрации ИК-излучения. Фотоприёмники лазерного излучения на основе этого эффекта характеризуются высокой стабильностью параметров, чрезвычайно малым временем разрешения, большим диапазоном по интенсивности, широкой спектральной полосой и не нуждаются в источниках питания.