диплом (1227502), страница 4

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 4)

Основные параметры приёмников излучения

Приёмники излучения характеризуются следующими основными параметрами: порогом чувствительности, интегральной чувствительностью, уровнем шумов, темновым сопротивлением и постоянной времени. Рассмотрим эти параметры подробнее.

Интегральная чувствительность равна отношению малого приращения одного из параметров приемника, характеризующих его реакцию на внешнее воздействие, к малому изменению воздействия (потока, энергетической освещенности). Для приемников с внешним фотоэффектом интегральная чувствительность s=∆i/∆F, А*Вт^-1. Для фоторезисторов интегральная чувствительность равна отношению величины относительного изменения сопротивления к изменению его энергетической освещенности: s = (∆RIR)I∆E, Вт^-1* м².

На практике чаще применяется вольтовая чувствительность, характеризующая чувствительность приемника применительно к реальной схеме его включения. Вольтовая чувствительность S_U равна отношению амплитуды эффективного напряжения сигнала приемника, к амплитуде синусоидально модулированного потока излучения S_U = ∆U/∆F, В*Вт ^-1.

При отсутствии модуляции сигнала вольтовую чувствительность определяют, как отношение приращения напряжения, снимаемого с приемника, к вызвавшему ее приращению лучистого потока. В то время как интегральная чувствительность служит для оценки качества самого приемника, вольтовая чувствительность позволяет оценить, как сам приемник, так и схему его включения.

Иногда используют также параметр удельной вольтовой чувствительности, равной отношению вольтовой чувствительности к напряжению питания приемника: sU₀ =∆ U/∆FUn, В*Вт^-1*В^-1.

Удельная вольтовая чувствительность sU₀ необходима для оценки фоторезисторов, так как сигнал получаемый на выходе цепи включения этих приемников зависит от величины напряжения питания U_n этой цепи.

Ещё одной характеристикой приёмников излучения считается параметр, называемый квантовым выходом или квантовой эффективностью – это отношение числа фотоэлектронов к общему числу фотонов, поглощенных приемным электродом.

Шумы.

Шумы возникают в цепи включения приёмника и во всех участках тракта (среда распространения излучения, входная цепь, усилитель и т.д.) и являются хаотичными сигналами с непостоянными частотой и уровнем. Количественное значение напряжения шумов равно среднему квадратичному значению его амплитуды. В идеальном приемнике системе уровень шумов на выходе и на входе совпадают. Для реального приемника это отношение на выходе всегда меньше, чем на входе. Поэтому при конструировании приёмников излучения важно минимизировать все шумы, которые могут увеличить шум источника сигнала.

Уровень шума определяется коэффициентом шума (шум-фактором F), учитывающим прирост шумов по отношению к шумам на его входе.

Шумы приёмников излучения разделяются на следующие основные типы: джонсоновский (тепловой), генерационно-рекомбинационный, токовой, радиационый, температурный, дробовой, мерцания.

а) Джонсоновский (тепловой шум) вызван тепловым хаотическим движением электронов или ионов. При этом может оказаться, что в определенный момент времени в одном направлении движется больше электронов, чем в другом, отчего возникает переменная ЭДС. Тепловой шум возникает в любом проводнике и его уровень возможно уменьшить путём уменьшения температуры сопротивления или уменьшения полосы частот [5].

Спектральная плотность ЭДС шума сопротивления R, имеющего температуру T:

, (1.23)

где – частота, Гц; – сопротивление, Ом; - постоянная Планка, ; - постоянная Больцмана, равная ; – абсолютная температура, К.

До частот, порядка Гц (длина волны 3 мм), тепловой шум можно считать белым со спектральной плотностью ЭДС:

, (1.24)

Мощность джонсоновского шума можно определить, предполагая, что сопротивление соединено с сопротивлением последовательно. Тогда мощность шума , рассеиваемая на сопротивлении , равна

, (1.25)

а мощность шума , рассеиваемая на сопротивлении ,

. (1.26)

Для комнатной температуры (295 К) имеем ; и величина шума (для ширины полосы в 1 Гц) равна . Тогда для ЭДС шума (В) имеем (для сопротивления в полосе частот ):

; (1.27)

. (1.28)

ЭДС джонсоновского шума определяется величиной сопротивления (например, для полосы 1 Гц и сопротивления Ом ЭДС джонсоновского шума равна ).

Когда два сопротивления и находятся при разных температурах и , то использовать принципы термодинамики для расчёта шума нельзя. Обычно используют предположение, что каждое из сопротивлений является отдельным источником шумового ЭДС.

Тогда при последовательном соединении сопротивлений:

. (1.29)

Для двух параллельных сопротивлений:

, (1.30)

где – шумовая температура, при которой сопротивления создают такое же, как в действительности, шумовое напряжение,

; .

Расчёт шумового напряжения на зажимах параллельного колебательного контура, находящегося в резонансе, имеет нижеприведённый порядок.

Действующая в контуре ЭДС шума, определяется формулой:

. (1.31)

При резонансе ( ) реактивное сопротивление равно нулю, тогда шумовое напряжение на ёмкости:

; (1.32)

. (1.33)

Так как колебательный контур в резонансе это чисто активное сопротивление, то

. (1.34)

Тогда получаем для напряжения теплового шума:

; (1.35)

. (1.36)

Результаты обоих расчетов одинаковы.

Если шум входной цепи определяется джонсоновским шумом её активных сопротивлений, расчёт шума на выходе усилителя проводится следующим образом.

Предполагается, что каждое из трёх сопротивлений входной цепи: сопротивление приёмника r, находящееся при температуре , сопротивление нагрузки при температуре и входное сопротивление усилителя при температуре – не шумят, а соответствующий шум вырабатывается генераторами ЭДС шума , , , для которых

; (1.37)

; (1.38)

, (1.39)

Далее отдельно вычисляют дисперсию напряжения шума на выходе усилителя от каждого источника шума, которые потом суммируют.

В свою очередь, можно записать

, (1.40)

где – спектральная плотность i-й составляющей выходного шума, связанная со спектральной плотностью шума на входе соотношением

. (1.41)

Считаем, что имеет разные величины для каждого источника шума.

Если в диапазоне частот усилителя конденсатор не оказывает заметного влияния на уровень шума, то спектральная плотность генератора равна

, (1.42)

где ; ;

.

Если , то и .

Если ; , то

. (1.43)

Дисперсия шума на входе усилителя для случая , равна

. (1.44)

Здесь

, (1.45)

где ; .

Следовательно,

. (1.46)

Можно получить данный результат с использованием так называемой шумовой полосы. Действительно,

, (1.47)

но для апериодического звена с постоянной времени

. (1.48)

Следовательно,

. (1.49)

Так как , то

. (1.50)

Данное выражение часто используют для реализации «подавления» джонсоновского шума при . Коэффициент передачи входной цепи:

, (1.51)

то есть для , когда , коэффициент передачи уменьшается до нуля и при «подавлении» шума исчезает сигнал.

Величину шума на выходе усилителя с полосой пропускания от находится как:

. (1.52)

Если , то

, (1.53)

если , то

. (1.54)

Когда вводится понятие шумовой полосы пропускания, то

. (1.55)

Здесь ;

;

;

; ; .

Найдём коэффициент шума для случая, когда , а , причём ,. Дисперсия шума источника сигнала ( ) равна , поэтому:

. (1.56)

Поэтому коэффициента шума уменьшается при увеличении входного сопротивления усилителя.

б) Фотонный шум тепловых приёмников.

Предполагая, что тепловой приёмник взаимодействует с окружающей средой лишь путём излучения, то есть не происходит обмена энергией вследствие конвекции и теплопроводности; приёмник имеет температуру , окружающая среда - температуру и имеет излучательную способность ,. Поток излучения, падающий на приёмник находится как:

, (1.57)

где – спектральная плотность энергетической яркости абсолютно чёрного тела с температурой ; – площадь приёмника.

Так как излучает вся полусфера, то , где – спектральная плотность энергетической светимости, следовательно,

. (1.58)

В случае флуктуаций флуктуирует и поток излучения с дисперсией в полосе частот вна

, (1.59)

где – спектр Хинчина-Винера для спектральной плотности энергетической яркости, то есть

= ,

где интеграл .

Если , то .

Этот интеграл можно вычислить по формуле

. (1.60)

Тогда найдём

,

следовательно,

.

Используя постоянную Стефана – Больцмана

, (1.60)

найдём дисперсию флуктуаций ( ):

Характеристики

Список файлов ВКР