Теоретические основы оптико-электронных приборов - Мирошников М.М.
Скачать (прямая ссылка):
J-290K
L-500K
/ 10 100 А0,мкм
Рис. 329. Зависимисгь коэффициента | от температуры абсолютно черноги тела — источника сигнала 7С и длинноволновой границы Л0. Шле зрения 2л ср
Рис. 330. Зависимость удельной обн аружительной способности
идеального фотонного приемника от длинноволновой границы его спектральной чувствитель ности А0 для случая, когда источником сигнала является абсолютно черное тело с температурой Тс, а температура абсолютно черного фона равна 290 К. Квантовая эффективность равна единице. Поле зрения 2л ср
14 мкм. Шумы приходят от излучающего фона на всех длинах воли, меньших длинноволновой 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 обнаружения является диапазон 8—14 мкм.
Итак, подвочя итоги, можно записать основную формулу для расчета удельного порогового потока (эквивалентной мощности фотонного шума) идеального фотонного приемника в следующем виде:
* Г 1 Блгде лг° /22 \"|1/2 *
= -жг-О <4.,.
где х0 = hvJ(kT) = hc/(l0kT), Фпи т = V 16koT5 — удельный пороговый поток (эквивалентная мощность фотонного шума) для идеального теплового приемника, т. е.
фп„. ф М = q Ы Фпи т.
494
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, = 1, е2 = 0. Температура идеального теплового приемника равна температуре окружающего его фона Т. Идеальный фотонный приемник имеет постоянную квантовую эффективность rj = 1 для всех длин воли от 0 до Я- = Х0> а при X > А0 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 2я).
В зависимости от типа фотонного приемника и его конструкции в основную формулу необходимо ввести поправки. Эти поправки сводятся к умножению величины Фпи ф (л;0) на некоторый коэффициент (5 > 1, который имеет различные значения в каждом из следующих случаев.
1. Если квантовая эффективность г\ в диапазоне длин волн от нуля до отличается от единицы, необходимо разделить удельный пороговый поток (эквивалентную мощность шума) на величину У г], т. е. найти Ф„и _ф (*0)/VV
Следовательно, в этом случае j3j = 1/j/r).
Квантовая эффективность хорошего серебрянокислородноце-зневого 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 многощелочных 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 фотоэффектом 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 длинноволновой границы. Обычно существует уменьшение квантовой эффективности вблизи длины волны Я0 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 >,0, при которой чувствительность уменьшается вдвое. Это обстоятельство может быть
495
учтено поправочным коэффициентом, величина которого лежит между 1 и 2. Следует умножать Ф^и ф (л:0) на этот поправочный коэффициент. Например, для идеального фотонного приемника, имеющего длинноволновую границу чувствительности Х0 = 8 мкм при Т = 300 К, Фпи.ф(*о) = 0,ЗФпи т, а для фоторезистора из селенистого свинца при температуре слоя 20 К, когда длина волны, на которой чувствительность падает вдвое, Х0 = 8 мкм, имеем при той же температуре фона 300 К, Фпфс (*о) = 0,58 Ф* „ т. е. ФпфС М = 1,9Ф„*„.ф(*о). В обоих случаях Ф*и.т = 5,29 х X 10-11 Вт-см-1-Гц_1/2. Следовательно, равномерный спад спектральной характеристики приемника вблизи длинноволновой границы учитывается коэффициентом (32 = 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,*п ф (л;0) рассматривались только фотоны, прибывающие со стороны передней полусферы. Это условие подтверждается при расчете фотонного шума для фотоэмиссионных 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 поглощатьсч, прежде чем они достигнут перехода. В противоположность этому в фоторезисторах фотоны, приходящие с любого направления, будут производить свободные носители зарядов. Таким образом, для неохла-ждаемых фоторезисторов величину Фпи ф (л:0) нужно умножить на
