Мирошников М.М. Теоретические основы оптико-электронных приборов (1977) (1095911), страница 76
Текст из файла (страница 76)
Значения интеграла о7'„для разных и следующие: и ...... 2 3 4 8 дп ° ° ° ° 2.4041 — -"= 6,4939 24,886 122,08 18 Найдем, что при а =-- 3 где хо = МофгТо). Если х, < 1 !большие температуры источника сигнала Т„ т. к. Т„ ~З йчтой), то, полагая хо - О, найдем хо хо — дх ~7, =-- ) „д!х = 2,4, е" — 1 .
е" — 1 хе о т. е. ~ -- 0,37хо =-- 0,37Ько1ЯТ,). Если ко ~ 5 —:10, т. е. Ьъо -.:-. (5 —:10) 1гТ„ х' то ) — „г!х= ~ х'е — "'дх---=-е- ° ~1+ —,— + —.,) х' е" — 1 х, х,~ ее .па 18 з .уу, 2 2Ъ $ = — 4х ое ' ~ 1 -1- — + —.фд~ "о хо Круз и др.
дают в своей книге графики зависимости коэффициента $ от температуры Т, и длинноволиовой границы Хо ==- 1~ч о, а также величи пы Х1е для случаев, когда Т, =--- 290 К и 500 К, а Тф=- -=-. 290 К. Эти графики представлены на рис 329 и рис. 330. Неожиданным является ход кривых на рис. 330 для граничных длин волн, превышающих 18 мкм. В этом диапазоне источник с температурой Т, = 290 К обнаруживается лучше, чем источник с температурой Т, =- 500 К. Поскольку шум в обоих случаях одинаков фотонный шум фона с температурой Т4, — — 290 К), ход кривых объясняется тем, что тело с температурой 290 К испускает в диапазоне длин волн от нУлЯ до Х„когда Хо > 18 мкм, больше фотонов на 1 Вт полной мощности излучении, чем тело с температурой 500 К. Для длин волн Хо < 18 мкм наблюдается обратная зависи- мость.
При решении задачи обнаружения слабонагретых объектов, имеющих температуру, близкую к 290 К, на фоне фотонных шумов, приходящих от фона с температурой 290 К, на основании графи ков рис. ЗЗО следует использовать приемник с максимальным зна чением длииноволновой границы. Однако наличие ослабления атмосферы в диапазоне длин волн, входящих за пределы окна прозрачности 8 — 14 мкм, вносит существенные поправки.
Сигнал в этом случае соответствует излучению, ограниченному диапазоном 8 14мкм. Шумы приходят от излучающего фона на всех длинах вол~, меньших длинноволиовой границы приемника. До 8 мкм шумы есть, по сигнал практически отсутствует, а за длиной волны 14 мкм, сигнал остается постоянным, а шумы растут. Таким образом, оптимальным для обнаружении является диапазон 8 — 14 мкм. Итак, подводя итоги, можно записать основную формулу для расчета удельного порогового потока (эквивалентной мощности фотонного шума) идеального фотонного приемника в следующем виде: 11йлое ' / 2 2 где хо = Ъв!ЯТ) = ЬгЦХоИ"), Ф„'„, = ~/ 18йаТ' — удельный пороговый поток(эквивалентная мощность фотонного шума) для идеального теплового приемника, т. е.
Ф (ло) Ч (хо) Ф га Жб й,нки Рис. 329. Зависимость коэффициента $ от температуры абсолютно черного тела— источника сигнала Т и длинноволновой границы Х„.Поле зрения 2н ср Рис. 330. Зависимость удельной оба аругкительной способности идеального фотонного приемника от длинноволновой границы его спектральной чувствительности медля случая, когдаисточуиком сигнала является абсолютно черное тело с температурой Т„а температура абсолютно черного фона равна 290 К. Квантовая эффективность равна единице. Поле зрения 2н ср При этом предполагают, что идеальный тепловой приемник представляет собой плоское абсолютно черное тело, площадь каждой стороны которого равна а, излучательные способности каждой стороны равны, соответственно, е, = — 1, е, == О.
Температура идеального теплового приемника равна температуре окружающего его фона Т. Идеальный фотонный приемник имеет постоянную квантовую эффективность т~ = 1 для всех длин волн от 0 до Л =- Л~, а при Л > Л, его квантовая эффективность равна нулю. Шум идеального фотонного приемника ограничен только флуктуациями падающего на него излучения окружающей среды со стороны всей передней полусферы (телесный угол 2л). В зависимости от типа фотонного приемника и его конструкции в основную формулу необходимо ввести поправки.
Эги поправки сводятся к умножению величины Ф„'„, (х ) на некоторый коэффициент р > 1, который имеет различные значения в каждом из следующих случаев. 1. Если квантовая эффективность ц в диапазоне длин волн от нуля до Л отличается от единицы, необходимо разделить удельный пороговый поток (эквивалентную мощность шума) на величину $/~~, т.
е. найти Ф*,, (хо)ф'т~. Следовательно, в этом случае ~, = 1/)l ц. Квантовая эффективность хорошего серебрянокислородпоцезневого фотокатода в максимуме длинноволновой чувствительности, который находится в области 0,8 мкм (длинноволновая граница составляет 1,2 мкм), равна примерно 0,01 (1%). Большей частью она не превышает 0,003 — -0,005 (0,3 — 0,5%). Для много- щелочных сурьмяноцезиевых фотокатодов в максимуме спектральной характеристики, лежащем в области 0,4 мкм (длинноволновая граница простирается до 0,87 — 0,9 мкм), квантовая эффективность достигает 0,3 — 0,4 (30 — 40%). Теоретический предел квантовой эффективности у фотоэмиссионных приемников фактически равен 50%, так как половина фотоэлектронов, получивших избыточную энергию от фотона, будет двигаться в направлении от поверхности и пе сможет участвовать в фотоэмиссии.
Квантовая эффективность современных приемников излучения с внутренним фотоэффсктом может приближаться к единице, поскольку в отличие от внешнего фотоэффекта все освобожденные действием фотонов фотоэлектроны могут стать носителями тока. Однако обычная величина т~ лежит в пределах 0,1 — 0,4 (10 — 40%). 2. Спектральная характеристика реальных фотонных приемников не имеет резкой длипноволновой границы. Обычно существует уменыпение квантовой эффективности вблизи длины волны Л~ и более равномерный спад ее в сторону длинных волн. Так, например, у приемников с внутренним фотоэффектом можно считать, что спектральная чувствительность спадает по экспоненте после того, как достигается длина волны Л, при которой чувствительность уменьшается вдвое.
Это обстоятельство может быть учтено поправочным коэффициентом, величина которого лежит между 1 и 2. Следует умножать Ф,*,„, (х,) на этот поправочный коэффициент. Например, для идеального фотонного приемника, имеющего длинноволновую границу чувствительности Х„= 8 мкм при Т = 300 К, Ф,*„, (х,) = — О,ЗФ~„,, а для фоторезистора из селенистого свинца при температуре слоя 20 К, когда длина волны, на которой чувствительность падаег вдвое, Х, .=:= 8 мкм, имеем при той же температуре фона 300 К, Ф„* (х,) =-= 0,58Ф„*, т.
е. Ф;«„(л,) =- 1,9Ф„„, (х,). В обоих случаях Ф„"„„:--= 5,29 х х 10" Вт см '-Гц '~'. Следовательно, равномерный спад спектральной характеристики приемника вблизи длинноволновой границы учитывается коэффициентом р, =- 1 —:2, точные значения которого можно вычислить, пользуясь методикой, изложенной в книге Смита и др. «Обнаружение и измерение инфракрасного излучения».
3. При выводе уравнения для Ф„'„, (х,) рассматривались только фотоны, прибывающие со стороны передней полусферы. Эго условие подтверждается при расчете фотонного шума для фото- эмиссионных и фотовольтаических приемников. В фотоэмиссионных приемниках с непрозрачным фотокатодом только фотоны, прибывающие на фронтальную поверхность, участвуют в образовании шумов. В фотовольтаических приемниках с диффузионным переходом фотоны, приходящие со стороны передней полусферы, достигнут перехода и примут участие в фотовозбуждении, тогда как фотоны из задней полусферы будут поглощаться, прежде чем они достигнут перехода. В противоположность этому в фоторезисторах фотоны, приходящие с любого направления, будут производить свободные носители зарядов. Таким образом„для иеохлаждаемых фоторезисторов величину Ф'„, (х,) нужно умножить на рэ=-- )/2.
При охлаждении этим множителем можно пренебречь. 4. В фотоэмиссионных и фотовольтаических приемниках источниками фотонных шумов являются только флуктуации излучения фона, падающего на приемник. Однако в фоторезисторах большую роль играют изменения концентрации носителей при облучении. При облучении носители непрерывно подвергаются как спонтанному, так и вынужденному фотовозбуждению и рекомбинации.
При равновесии суммарная мощность фотонных и геперационнорекомбинационных шумов может достигать не менее удвоенной величины мощности одних фотонных шумов. Следовательно, для фоторезисторов величину Ф*„(х,) нужно умножить еще на р« = ~/ 2 раз.
5. При наблюдении монохроматического источника можно уменьшить величину Ф„'„~ (х,) за счет использования узкополосного оптического фильтра, пропускающего поток только вблизи длины волны излучения источника. Конечно, фильтр должен быть охлажден, чтобы его излучение в области непрозрачности несоздало дополнительного шума. Выигрыш за счет применения охлаждаемого фильтра может достигать нескольких порядков.
Определенное улучшение может быть получено и при наблюдении серого или черного источника. В этом случае охлаждаемый фильтр позволяет эффективно сузить пределы спектральной характеристики приемника до диапазона длин волн, излучаемых источником, что ограничит воздействие на приемник флуктуаций излучения окружающего фона. 6.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
