/
Author: Киес Р.Дж.
Tags: электротехника квантовая радиотехника электроника издательство радио и связь фотоприемники
Year: 1985
Text
f Фото \
! приемники ¥
"l видимого у
I и ПК 11
W диапазонов f
Фотоприемники
видимого и ИК
диапазонов
Topics in Applied Physics Volume 19
Optical and
Infrared Detectors
Edited by R. J. Keyes
With Contributions by
R. J. Keyes P.W. Kruse D.Long A. F. Milt
E.H.Putley M.C.Teich H.R.Zwicker
Second Corrected and Updated Edition
Springer-Verlag Berlin Heidelberg New York
Фотоприемники
видимого и ИК
диапазонов
Под редакцией
РДж.Киеса
Перевод с английского
под редакцией В.И.Стафеева
Москва «Радио и связь» 1985 (Е)
ББК 32.86
Ф74
УДК 621.383.029.71/.73
Р. Дж. Киес, П. В. Крузе, Э. Г. Патли, Д. Лонг, Г. Р. Цвиккер,
А. Ф. Милтон, М. К. Тейч
Редакция /переводной литературы
ПЕРЕВОДЧИКИ: В. П. ПОНОМАРЕНКО, Т. Ф. ТЕРЕХОВИЧ,
А. И. ДИРОЧКА
Фотоприемники видимого и ИК диапазонов/
Ф74 Р. Дж. Киес, П. В. Крузе, Э. Г. Патли и др.; Под ред.
Р. Дж. Киеса: Пер. с англ. — М.: Радио и связь,
1985. — 328 с., ил.
В пер.: 1 р. 90 к.
Изложены основные физические принципы построения фотоприемников
ИК излучения. Рассмотрены тепловые, фотонные, фотоэмиссионные прием-
ники, применение ПЗС в приемниках ИК излучения, нелинейный гетеро-
динный прием. Проанализировано влияние различных факторов на основные
параметры фотоприемников. Указаны предельно достижимые значения па-
раметров, проведено сравнение с уровнем, достигнутым экспериментально.
Для инженерно-технических работников, занимающихся вопросами
разработки и применения фотоприемников.
2406000000—009 ББК 32.86
Ф------------------173—84
046(01)—85 6Ф4
©by Springer-Verlag, Berlin — Heidelberg 1977
and 1980. Authorized translation from English
language edition published by Springer-Verlag
Berlin — Heidelberg — New York.
© Перевод на русский язык, предисловие редак-
тора перевода, примечания редактора и пере-
водчиков. Издательство «Радио и связь>, 1985.
ПРЕДИСЛОВИЕ РЕДАКТОРА ПЕРЕВОДА
Микрофотоэлектроника является одним из наиболее быстро
развивающихся направлений полупроводниковой электроники.
Без использования фотоприемников немыслимо создание важней-
ших систем и устройств как гражданской, так и оборонной тех-
ники. Кино- и фототехника, волоконно-оптические линии связи и
дальнометрия, лазерная локация и лазерная передача информа-
ции, системы тепловидения и прицеливания, разведка природных
ресурсов и астрофизические исследования, диагностика плазмы и
ранних этапов заболеваний человека, анализ загрязнений окру-
жающей среды и многие другие области техники не могут успеш-
но развиваться без применения различных типов современных
фоточувствительных устройств.
Представляемая читателям книга, посвященная фотоприемни-
кам ИК излучения, вышла в ФРГ уже вторым изданием. Ее от-
личительной особенностью является попытка при относительно не-
большом объеме описать все основные типы фотоприемников, по-
лучившие достаточно широкое применение. При этом авторы рас-
сматривают не только фотоприемники на внутреннем фотоэффек-
те, но и тепловые, и на внешнем фотоэффекте. Это позволяет чи-
тателю правильно ориентироваться в этой широкой области тех-
ники и выбирать наиболее подходящий тип фотоприемника для
того или иного типа аппаратуры.
Еще одним достоинством книги является включение в нее боль-
шой главы по гетеродинному приему инфракрасного излучения.
В отечественной литературе этот весьма перспективный способ
практически не освещен, хотя он обеспечивает возможность со-
здания систем приема, пороговые характеристики которых будут
определяться только квантовым шумом.
Если современная микроэлектроника обходится практически
только одним полупроводниковым материалом — кремнием, то в
микрофотоэлектронике приходится использовать их широкий на-
бор. Практически для каждого спектрального диапазона необхо-
димо использовать свой полупроводниковый материал, а иногда
и не один — в зависимости от области применения, т. е. в зависи-
мости от технических требований к фотоприемнику и ожидаемых
условий эксплуатации.
Для фотоприемников, разработанных только на основе внут-
реннего фотоэффекта, широко используются как чистые, так и
легированные различными примесями кремний, и германий, суль-
5
фиды свинца и кадмия, антимонид и арсенид индия, арсенид
и фосфид галлия, твердые растворы арсенидов галлия и алюминия.
В связи с развитием тепловидения резко возрос интерес к твер-
дым растворам теллуридов кадмия и ртути, которые выходят на
первое место при использовании в системах инфракрасной техни-
ки, несмотря на трудности получения монокристаллов высокого
качества, требуемого для создания современных фотоприемников.
Отечественные ученые, начиная с А. Г. Столетова, работы ко-
торого по исследованию внешнего фотоэффекта принесли ему ми-
ровую известность, внесли существенный вклад в физику и тех-
нику фотоприемников, особенно полупроводниковых. Широко из-
вестны работы В. Е. Лашкарева, Д. Н. Наследова, Б. Г. Коло-
мийца, Л. Н. Курбатова, С. М. Рывкина, Ж. И. Алферова,
Э. И. Адировича и многих других. В СССР разработаны сверх-
быстродействующие фотоприемники на основе разогрева элек-
тронного газа светом, на основе эффекта увлечения свободных
электронов фотонами, предложены фотоприемники на основе ин-
жекционных явлений. К сожалению, фотоприемники этого типа
не нашли отражения в данной книге. И в настоящее время в оте-
чественной литературе фотоприемникам уделяется достаточно
много внимания. Однако во всех изданиях, как правило, рассмат-
ривается только какой-либо один класс фотоприемников. Не яв-
ляется исключением и вышедшая в 1984 г. в издательстве «Радио
и связь» книга «Полупроводниковые фотоприемники: ультрафио-
летовый, видимый и ближний инфракрасный диапазоны спектра»/
А. Н. Власов, И. Д. Анисимова, Ш. Д. Курмашев и др.; Под ред.
В. И. Стафеева, которая посвящена только приборам на внут-
реннем фотоэффекте.
С учетом изложенного очевидно, что предлагаемая книга бу-
дет полезна как разработчикам фотоприемников, так и, в большей
степени, разработчикам аппаратуры с их использованием, по-
скольку авторы уделяют основное внимание не физическим осно-
вам работы, а свойствам конкретных типов приемников. Каждая
глава написана ведущим специалистом по данному направлению.
Это, с одной стороны, является безусловным достоинством, по-
скольку повышает научно-технический уровень излагаемого мате-
риала, но, с другой стороны, привело к неровности стиля в раз-
ных главах.
Перевод книги выполнили канд. физ.-мат. наук В. П. Понома-
ренко (введение, гл. 1—3), канд. физ.-мат. наук Т. Ф. Терехович
(гл. 4, 6, 8), канд. физ.-мат. наук А. И. Дирочка (гл. 5 и 7).
ПРЕДИСЛОВИЕ КО ВТОРОМУ ИЗДАНИЮ
Это издание, так же как и первое, предназначено для тех, кто
желает глубже разобраться в последних достижениях технологии
фотоприемников ИК излучения и тех фундаментальных процес-
сах, которые существенны для развития инфракрасной техники.
Каждый из наиболее важных типов фотоприемников ИК излуче-
ния детально рассмотрен авторами, которые признаны ведущими
специалистами в соответствующих областях. Для того чтобы скон-
центрировать внимание на наиболее существенных аспектах се-
годняшнего состояния проблемы детектирования и вместе с тем
отразить оригинальную точку зрения автора по тому или иному
вопросу, из текста исключены подробности, которые читатель мо-
жет легко найти, обратившись к библиографии. Тем, кто желает
получить исчерпывающие представления о процессах фотонного
излучения и его обнаружения, редактор рекомендует обратиться к
книге R. Н. Kingston. Detection of Optical and Infrared Radiati-
on (Springer, 1978).
Книга начинается с обзора различных типов фотоприемников
ИК излучения, которые начали разрабатывать с момента откры-
тия Вильямом Гершелем инфракрасного излучения 175 лет назад.
В гл. 2 рассмотрены общие перспективы развития фотоприемни-
ков ИК излучения, что необходимо для более глубокого понима-
ния последующих глав. Детекторы тех типов, которые по тем или
иным причинам не получили широкого распространения, обсуж-
даются в гл. 5.
Большинство известных и широко используемых фотоприемни-
ков ИК излучения могут быть резделены на несколько основных
типов, определяемых характером взаимодействия излучения с де-
тектором, а именно: на тепловые, фоторезистивные, фотогальвани-
ческие и фотоэмиссионные. В гл. 3—5 детально описаны наибо-
лее важные из них.
Фотоприемник ИК излучения предназначен для того, чтобы об-
наружить фотосигнал, измерить его и извлечь необходимую инфор-
мацию для последующего использования. Приборы с зарядовой
связью (ПЗС) и приборы, основанные на использовании нелиней-
ных оптических эффектов, представляют собой новое слово в тех-
нике извлечения большей информации из слабых сигналов ИК ди-
апазона. Эти приборы, будучи прямо или косвенно связаны с ос-
новными типами фотоприемников, дают огромный выигрыш по
уровню шума, компактности, затратам на систему обработки сиг-
7
нала. Совместное использование ПЗС и фотоприемников начато
недавно, но быстро развивается и предвещает крупные успехи при
решении проблемы выделения слабых сигналов на фоне сложных
помех. В гл. 5 представлены некоторые из последних достижений
в этой уникальной области.
Методы измерения фазы и частоты когерентного ИК излучения
приобретают важность при решении проблемы извлечения мак-
симальной информации из лазерных сигналов. При правильно по-
строенных нелинейных смесителях инфракрасного излучения на
стандартных материалах были достигнуты чувствительности, при-
ближающиеся к теоретическому пределу (несколько фотонов на
измеряемый интервал), что стимулировало развитие новых приме-
нений лазеров в области связи, локации и спектроскопии. Книга,
посвященная фотоприемникам ИК излучения, была бы неполной
без гл. 7, где рассмотрены наиболее важные .вопросы оптического
гетеродинирования. В гл. 8 представлены последние достижения
в области фотоприемников ИК излучения, описанные в литерату-
ре уже после выхода в свет первого издания книги, причем спе-
циально выбраны те из них, которые по мнению авторов нёобхо-
димы для формирования у читателя представления о современных
перспективах развития технологии фотоприемников.
Хочу выразить благодарность всем авторам этого издания:
П. Крузе, Э. Патли, Д. Лонгу, Г. Цвиккеру, А. Милтону и М. Тей-
чу, не жалевшим времени и энергии при подготовке книги; благо-
дарю также за помощь свою жену Глэдис.
Лексингтон, шт. Массачусетс
Май, 1980
Роберт Дж. Киес
1. Введение
Р. Дж. Киес1
Излучение Солнца в видимой области спектра играет особо
важную роль для нашей планеты. Оно ощущалось, наблюдалось
и использовалось (хотя эти процессы до конца не поняты) всем
живым еще на заре эволюции. В процессе естественной эволюции
чувствительность сетчатки глаза как детектора видимого излуче-
ния достигла уровня, обеспечивающего регистрацию всего нес-
кольких фотонов. Позже такая чувствительность в процессе раз-
вития и совершенствования фотографических эмульсий, видеоуси-
лительных ламп, приборов с зарядовой связью была достигнута
и в детекторах.
В окружающей нас среде инфракрасное излучение по своей
интенсивности занимает второе место; оно было открыто и наз-
вано инфракрасным В. Гершелем (1738—1822). В последую-
щие 150 лет происходило неторопливое развитие ИК-техники.
Открытие У. Шокли, Дж. Бардином и У. Браттейном в 1947 г.
транзисторного эффекта повлекло за собой бурное развитие ис-
следований зонной структуры и явлений переноса в полупровод-
никах. Возросший объем государственных и частных капиталовло-
жений привел к развитию областей, определивших физические ос-
новы создания ИК-фотоприемников в последующие 30 лет (при-
месная и собственная фотопроводимость в бинарных, тройных по-
лупроводниках и в полупроводниках IV группы, фотоэмиссия, тер-
мисторный эффект, видиконы с кремниевой мишенью, приборы с
зарядовой связью, оптическое гетеродинирование и др.). В насто-
ящее время усилия направлены не столько на совершенствование
новых материалов, сколько на развитие систем обработки сигна-
ла с помощью ПЗС -и гетеродинный прием. Это, в частности, обу-
словлено тем, что возможность улучшения свойств материалов, оп-
ределяющих чувствительность приемника, приблизилась к свое-
му теоретическому пределу( хотя возможности их улучшения не
исключены). Хотя эти методы приема и обработки информации от-
носительно новы, их используют как первый шаг на пути реше-
ния многих проблем, затронутых в гл. 4 и 5.
Не существует какого-то единственного в своем роде набора
О2173^иСАП иЬОГа10ГУ’ Massachusetts Institut of Technology, Lexington, MA
9
характеристик, с помощью которых можно описать «идеальный»
фотоприемник. Для «идеального» фотоприемника требуется столь-
ко характеристик, сколько можно представить себе его примене-
ний. Для фотоприемников, используемых в железнодорожном
транспорте, критерием качества являются надежность и простота
эксплуатации. Для фотоприемников, установленных на космиче-
ских спутниках, особую роль приобретают компактность, малые
масса и потребляемая мощность, высокая чувствительность. При
последующем обсуждении под идеальным будет пониматься фото-
приемник, у которого минимальная обнаружимая мощность фо-
тосигнала определяется только статистическими флуктуациями
потока фотонов, падающих на его поверхность. Все ИК-фотопри-
емники за исключением случаев, когда используется специальное
криогенное оборудование для экранировки фоточувствительного
элемента, при работе подвергаются относительно сильной засвет-
ке фоновым излучением и, следовательно, их способность обнару-
живать слабые фотосигналы в конечном счете обусловлены фотон-
ными шумами фонового излучения.
В рассматриваемом в книге спектральном диапазоне для фо-
нового излучения справедливо распределение Пуассона, поэтому
дисперсия флуктуаций числа фоновых фотонов равна корню квад-
ратному из их полного числа, т. е. (Wb)1/2. Мощность шума,
обусловленного фоновым излучением, можно выразить как &Рв =
= (Pshvlty12, где hv — средняя энергия фоновых фотонов, t —
время, в течение которого приемник принимает фоновое излучение.
Даже для фотоприемников, сконструированных так, чтобы свести
к минимуму фоновую засветку, шумы фонового излучения, связан-
ные с излучением неба и земных источников в спектральном диа-
пазоне 8...12 мкм, весьма значительны. Действительно, рассмотрим
приемник с очень маленьким эффективным размером детектора
(соответствующим размеру диска Эри), расположенного в фоку-
се совершенного телескопа. Когда обозревается небесная сфера,
на приемник поступает фоновое излучение мощностью 2-10~8 Вт,
а мощность фонового излучения, связанного с диффузным излуче-
нием земной сферы, составляет 6-10~11 Вт. Мощность фотонного
шума в этих двух случаях равна 2-10~14 и 3,5-10~18 Вт соответст-
венно.
Существует множество других источников, шум которых мо-
жет превысить фотонный шум. Все они подробно рассмотрены в
книге. Постоянное совершенствование фоточувствительных мате-
риалов привело к тому, что охлаждая фотоприемник до криоген-
ных температур, можно свести его собственные шумы к пренебре-
жимо малой величине. Для спектральной области, лежащей вне
чувствительности фотоэмиттеров (>2 мкм), тепловой шум преду-
силителей обычно и ограничивает ту минимальную мощность, ко-
торую можно обнаружить при низком уровне фоновой засветки.
Можно показать, что детектор должен обладать коэффициентом
усиления G^hv(kTCY/2lqPst для того, чтобы его шумовой ток,
по крайней мере, не превышал фототок, обусловленный сигналом
10
с мощностью Ps. В пределе, когда сигнал создается одним фотоном
в измеряемом интервале (квантовая эффективность принимается
равной единице), последнее требование записывается как
C^2(kTC)l/2q, где k-—постоянная Больцмана, q— заряд элек-
трона, а С — эффективная емкость на входе предусилителя. Ин-
тересно отметить, что для предусилителя с входной емкостью
10~12 Ф, работающего при температуре 300 К с постоянной интег-
рирования 1 с, коэффициент усиления, равный 2,4, вполне доста-
точен для того, чтобы достичь шумового предела, обусловленного
фоновым излучением звезд. Чтобы достичь предела, определяемого
фоновым излучением, соответствующим одному фотону на изме-
ряемый интервал, необходим коэффициент усиления, равный 800.
Приборы с зарядовой связью, изготовленные на основе бинар-
ных, тройных полупроводниковых соединений или полупровод-
ников IV группы,обладают многими характеристиками, необходи-
мыми для обнаружения слабых сигналов. Многоэлементные ПЗС-
фотоприемники облегчают решение проблемы обеспечения боль-
шой общей апертуры, сохраняя в то же время малой апертуру
каждого отдельно взятого элемента, что необходимо для пониже-
ния фонового шума. Индуцированные излучением и накопленные
заряды могут быть последовательно считаны простым малошумя-
щим предусилителем, сформированным непосредственно на фото-
чувствительной структуре. Современные ПЗС на основе кремния
могут содержать до 3 000 000 чувствительных элементов на об-
ласть спектра до 1 мкм и иметь в указанной области шум, соот-
ветствующий сигналу при поглощении примерно 50 фотонов в се-
кунду. Априори не следует, что для ПЗС на основе бинарных и
тройных соединений нельзя продвинуться в более длинноволновую
область спектра.
Способность ПЗС накапливать, суммировать и передавать сиг-
налы лежит в основе будущего значительного расширения возмож-
ностей использования ИК диапазона. Эти возможности позволяют
применять схемы логической обработки сигналов даже отдельны-
ми исследователями или инженерами, что ранее было доступно
только крупным организациям с помощью дорогих и громоздких
вычислительных машин. Обещает расширить перспективы приме-
нения инфракрасной техники и иопользование когерентного, излу-
чения.
Исключительно малая ширина спектральных линий, излучае-
мых стабильными лазерами, позволяет при гетеродинном приеме
извлечь из сигналов такую информацию, которая не может быть
получена при анализе теплового излучения объекта. Смешивая в
детекторе отраженный от объекта лазерный сигнал с лазерным
излучением гетеродина, можно измерить и скорость движения
объекта, и направление его перемещения. Фактически анализ ча-
стотных зависимостей при гетеродинном приеме позволяет опре-
делить многие геометрические характеристики объекта, даже в том
случае, когда его размеры меньше предела, налагаемого оптичес-
кой системой,
11
Удивительно, что приближающиеся по пороговым характери-
стикам к теоретическому пределу гетеродинные системы менее
чувствительны к недостаткам материалов, чем системы с неге-
теродинным приемом. Даже в том случае, когда в обычном ИК-фо-
топриемнике преобладают шумы предусилителя или тепловые, при
гетеродинном приеме в той же системе можно получить значения
параметров, близкие к теоретически возможным. Причина этого
заключается в том выигрыше, который получается в приемнике
при нелинейном смешивании когерентного лазерного сигнала с
лазерным излучением гетеродина. Пока фотонный шум, обуслов-
ленный излучением гетеродина, превышает все другие шумы, ге-
теродинный приемник способен регистрировать всего несколько
фотонов на измеряемый интервал. Увеличивая мощность гетеро-
дина, даже для сравнительно «плохого» приемника можно полу-
чать значения параметров, близкие к теоретическому пределу. В
принципе это достижимо даже при комнатных температурах, ес-
ли обеспечить достаточную мощность гетеродина и предотвратить
нагрев детектора, который может привести к температурной неста-
бильности параметров.
Попытки написать современную, подробную книгу о сегодняш-
нем состоянии технологии ИК-фотоприемников осложняются стре-
мительным развитием этой области знаний. Чтобы представить
последние результаты, полученные для обширного круга различ-
ных фотоприемников, книга разбита на восемь глав, каждая из
которых написана автором, признанным ведущим специалистом в
соответствующей области. Авторами проведен исторический и тех-
нический анализ проблемы, а также приведены основные сведе-
ния, необходимые для ее понимания. За систематическими подроб-
ными разъяснениями читатель, как правило, отсылается к соответ-
ствующим литературным источникам. Однако в некоторых случаях
для подкрепления своей точки зрения авторы вынуждены прибегать
к подробным математическим выкладкам. Примером может слу-
жить гл. 7, где изложены принципы нелинейного детектирования.
Книга разбита на три основных раздела. Первый носит общий
характер и охватывает весь материал, изложенный в последую-
щих главах. Этот раздел служит введением к книге и дает чита-
телю представление о современном состоянии техники фотоприема.
В гл. 3—5 подробно рассмотрены фотоприемники тех типов, кото-
срые сегодня широко используются: тепловые, фоторезистивные,
фотогальванические и фотоэмиссионные.
Главы 6 и 7 заключительного раздела содержат сведения о но-
вых методах получения информации с помощью фоточувствитель-
ных элементов. Сюда относятся в основном сведения об использо-
вании приборов с зарядовой связью и гетеродинного приема из-
лучения.
Каждый ученый или инженер по-разному оценивает перспекти-
вы своей области. Редактор этого издания не исключает, что пред-
ставления, сложившиеся у него в области физики твердого тела,
12
наложили отпечаток на высказанный им здесь взгляд о развитии
ИК-фотоприемников за последние 25 лет и направлении их буду-
щего совершенствования.
2. Обнаружение излучения
П. В. Крузе1
Так же, как и другие типы датчиков, приемники оптического2
и инфракрасного излучений можно классифицировать по принци-
пу их действия. Качество фотоприемников может быть описано
некоторым набором параметров, которые позволяют конструктору
предсказывать и вычислять параметры системы, в которой они
используются. Качество фотоприемников, как и других чувстви-
тельных датчиков, ограничено пределом, определяемым их фи-
зической природой.
За исключением § 2.4 стиль этой главы носит скорее описатель-
ный, нежели строго математический характер. Автор ставит себе
целью изложить читателю наиболее общие вопросы детектирова-
ния ИК излучения. В § 2.1 приведены основные методы класси-
фикации ИК-фотоприемников и дано феноменологическое описа-
ние наиболее важных механизмов детектирования. Рассмотрено
большое число физических явлений, но главное внимание сосре-
доточено на тех из них, которые лежат в основе широко использу-
емых типов фотоприемников. Дан упрощенный анализ каждого
из этих типов.
Для разработки фотоприемников недостаточно изучить лишь
эффекты взаимодействия излучения с веществом. Как и во всех
типах чувствительных датчиков, внутренние шумы фотоприемника
ограничивают его способность обнаруживать очень слабые сигна-
лы. Изучение эффектов, определяющих фоточувствительность, про-
водится параллельно с изучением некоторых типов шумов. Так как
в наиболее широко распространенных типах фотоприемников ис-
пользуются эффекты, связанные с изменением электрических
свойств материала под действием излучения, описанию шумов,
имеющих электрическую природу, посвящен § 2.2.
Для количественного описания характеристик фотоприемников
необходимо ввести критерии их качества. Их формирование для
ИК-фотоприемников происходило в 1950—1960 годах и к настоя-
щему времени в основном закончено. Критерии качества приемни-
ков видимого диапазона вырабатывались параллельно. Делалось
много попыток выработать единые критерии качества для тех и
других фотоприемников, но они пока не завершены. В § 2.3 пред-
1 Honeywell corporate Technology Center, Bloomington, MN 55420, USA.
2 К оптическим относятся фотоприемники, работающие в ультрафиолетовой
и видимой областях спектра.
13
ставлены критерии качества, пригодные для приемников как ви-
димого, так и инфракрасного излучений.
Приемники инфракрасного и видимого излучений относятся к
такой области знаний, где их качество можно описать, прибегая
к тем же понятиям, которые используются для описания свойств
материала, из которого они изготовлены. Также можно вычислить
и их предельные параметры, обусловленные статистической при-
родой излучения. Существуют два предела чувствительности, один
из которых связан с флуктуациями излучения сигнала, а другой —
с флуктуациями фонового излучения, падающего на фотоприем-
ник. Чувствительность широко используемых фотоприемников ог-
раничена одним из этих пределов. Оба предела рассматриваются
в § 2.4. В § 2.5 дан краткий обзор современного состояния фото-
приемников и проведено сравнение достигнутого уровня парамет-
ров с предельно достижимым.
Различные параграфы этой главы отличаются по стилю изло-
жения материала. Фотонные, тепловые и связанные с волновым
взаимодействием эффекты рассмотрены на популярном уровне,
поскольку автор ставил себе целью дать лишь общие представле-
ния, без детального анализа каждого из них. Анализ будет про-
веден в последующих главах книги. По той же причине на попу-
лярном уровне обсуждаются здесь и механизмы шумов. С другой
стороны, происхождение предельно достижимого уровня необходи-
мо рассмотреть вначале, поскольку он имеет принципиальный ха-
рактер для всех без исключения глав книги, поэтому § 2.4 более
насыщен математическими выкладками, чем остальные.
Есть несколько превосходных работ, изучение которых дает
достаточно полное представление о фотоприемниках видимого и
ИК диапазонов спектра. Среди книг, опубликованных в 60-е годы
и содержащих основные сведения о фотоприеме, можно отметить
[2.1] — [2.7]. Теоретические основы явления фотопроводимости и
других фотонных эффектов можно почерпнуть в книгах [2.8—2.10]
и выпуске журнала [2.11], посвященном фотонным эффектам. Фо-
тоэлектрические приборы рассмотрены в двухтомном труде Бибер-
мана и Нудельмана [2.12, 2.13] и шести томах серийного издания
Advances in Electronics and Electron Physics [2.14]. Интересны и
недавние работы [2.15—2.22], выпуск журнала [2.23], посвящен-
ный фотоприемникам, а также труды симпозиума по нетрадици-
онным методам фотоприема [2.24].
Предполагается, что читатель достаточно хорошо знаком со
свойствами полупроводников, из которых изготавливаются наибо-
лее важные типы фотоприемников, а также технологией создания
барьеров в полупроводниковых структурах, таких как р-п переход
и барьер Шотки. Для читателей, менее знакомых с этой областью,
можно рекомендовать книги [2.25] — [2.28]. Предполагается так-
же, что читатель знаком с природой электромагнитного излучения,
включая свойства монохроматического излучения и излучения аб-
солютно черных тел. Кроме того, эти вопросы освещены в § 2.1 —
2.7 книги.
14
2.1. К Л А г.сид>ик АЦИЯ И ФЕНОМЕНОЛОГИЧЕСКОЕ ОПИСАНИЕ
МЕХАНИЗМОВ СЕЛЕКТИВНОГО ФОТОПРИЕМА
Существует несколько видов взаимодействия электромагнитно-
го излучения с веществом. Их можно разделить на фотонные, теп-
ловые эффекты и эффекты волнового взаимодействия. В первом
случае фотоны взаимодействуют непосредственно с электронами
вещества. При тепловых эффектах происходит изменение свойств
вещества из-за изменения его температуры в результате погло-
щения излучения. В третьем случае с веществом взаимодействует
непосредственно электромагнитное излучение.
Реализация того или иного эффекта требует применения спе-
циального экспериментального оборудован^ и подбора материа-
ла. Вообще развитие фотоприемников видимого и ИК излучения
связано с исследованиями как самого явления, так и материала,
из которого они изготовлены. Сначала основные усилия направ-
ляются на изучение нового явления, а затем на создание новых
материалов. На исследование наиболее важных явлений, лежащих
в основе фотоприема, затрачивалось около десяти лет; последу-
ющие десять — двадцать лет уходило на реализацию этих уже
хорошо изученных явлений на основе новых материалов. Наибо-
лее важной с практической точки зрения можно считать фотопро-
водимость, которая представляет собой фотонный эффект, заклю-
чающийся в увеличении под действием светового излучения кон-
центрации свободных электронов и (или) дырок. Это, в свою оче-
редь, приводит к Увеличению электропроводности материала. На-
чиная с 50-х годов, когда было установлено, что соединения
III—IV групп периодической системы обладают свойствами полу-
проводников, затрачено очень много усилий на разработку но-
вых полупроводников, как на основе элементов III—IV групп, так
и других [например, твердые растворы (Hg, Cd)Te и (Pb, Sn)Te],
и на изучение явлений фотопроводимости в них. Хотя были откры-
ты и получили экспериментальное подтверждение новые эффекты
(такие как фотонное увлечение, туннельные явления в переходах
Джозефсона, эффективная эмиссионная способность фотокатодов
с отрицательным электронным сродством), все же основные уси-
лия направлялись в область материаловедения.
Фотоприемники можно классифицировать не только по типу
взаимодействия излучения с веществом, но и в зависимости от
способа получения изображения с их помощью. Например, в ви-
диконах используется явление фотопроводимости, причем фото-
сигналы считываются с помощью электронного луча. В фото-ПЗС
также используются явление фотопроводимости и фотогальваниче-
ский эффект, обеспечивающие появление свободных носителей Тр-
ка, которые затем инжектируются в ПЗС-структуру, где происхо-
дит обработка сигнала с временным интегрированием или парал-
лельно-последовательным сканированием. В других типах скани-
рующих систем, позволяющих получать изображение в реальном
масштабе времени и известных под названием FLIR-систем (For-
15
ward Looking Infrared), или систем переднего обзора, используют
для развертки изображения движущееся зеркало, чтобы получить
двумерное изображение объекта. Все эти системы здесь обсуждать-
ся не будут, поскольку в них в основном используются те же са-
мые фотоэлектрические эффекты. Среди обширной литературы,
посвященной этим вопросам, следует выделить работы [2.12—
2.14]. Читателю, интересующемуся этими вопросами, следует об-
ратиться к ним.
2.1.1. Фотонные эффекты
Фотонные эффекты, использование которых сыграло выдаю-
щуюся роль в развитии фотоприемников видимого и ИК излуче-
ния, могут проявляться в нескольких формах (см. табл. 2.1). К
ним относятся все типы взаимодействия внешнего излучения с
Таблица 2.1
Фотонные эффекты и приборы, в которых они используются
1. Внутренний фотоэффект
1.1. Генерация дополнительных носи-
телей тока:
Фотопроводимость
с электрическим смещением
собственная
примесная
с использованием микроволно-
вого резонатора
Фотогальванический эффект
на р-п переходе
в лавинном диоде
в p-i-n диоде
в диоде с барьером Шотки
в гетеропереходе
объемный фотоэффект
Фотоэлектромагнитный эффект
Эффект Дембера
Фототранзистор
1.2. Эффекты поглощения на свобод-
ных носителях:
Приемник на эффекте фотонного
увлечения
Болометр на «горячих» электро-
нах
Приемник Патли
1.3. Эффекты преобразования в види-
мый свет:
Инфракрасный квантовый преоб-
разователь
Фосфоры
Фотопленки
2. Внешний фотоэффект
(фотоэмиссионный)
2.1. Приемник с фотокатодом:
обычным
с отрицательным электронным
сродством
2.2. Эффекты усиления фототока.
Фотоумножители:
газонаполненные
динодные
многоканальные
электронами вещества, которые могут быть как связанными с ре-
шеточными атомами, так и свободными. Почти во всех случаях в
качестве фоточувствительного материала используется полупро-
водник. Фотонные эффекты можно разделить на два типа: внут-
ренний и внешний. К внутреннему фотоэффекту относятся все те
явления, при которых возбужденные излучением носители (элек-
троны или дырки) остаются в пределах образца. Явления, относя-
щиеся к внутреннему фотоэффекту, можно разделить на три груп-
пы. При явлениях первых двух групп фотоны взаимодействуют с
16
электронами, связанными либо с атомами кристаллической решет-
ки полупроводника, либо с примесными атомами, и вызывают появ-
ление свободных электронно-дырочных пар (собственный фотоэф-
фект), либо свободного электрона и связанной дырки или дырки
и связанного электрона (примесный фотоэффект). Явления треть-
ей группы: внешнее излучение поглощается свободными носите-
лями заряда; вследствие этого электроны переходят в более вы-
сокие энергетические состояния, однако при этом не становятся
свободными.
При внешнем фотоэффекте, который называют также фото-
эмиссионным, падающее излучение вызывает эмиссию электронов
с поверхности материала фотокатода в окружающее пространство.
Для фотоэмиссионных детекторов известен ряд способов усиления
фотоэмиссии.
Можно указать несколько общих закономерностей перечислен-
ных фотоэффектов, которые справедливы для широкого круга яв-
лений, но не носят характера универсальных законов. Фотонные
эффекты обладают меньшей, по сравнению с тепловыми, инерцион-
ностью. Фоточувствительность, нормированная на единицу падаю-
щей мощности, возрастает с ростом длины волны вплоть до длин-
новолновой границы, за которой фотоотклик падает до нуля. Де-
текторы, имеющие длинноволновую границу фоточувствительно-
сти в ультрафиолетовой, видимой или ближней ИК области спект-
ра (скажем, 2...3 мкм), работают без охлаждения при комнатной
температуре (295 К). Детекторы, имеющие более длинноволно-
вую границу (скажем, 4... 5 мкм), требуют охлаждения до тем-
пературы сухого льда (195 К). Многие типы ИК’фотоприемни-
ков требуют охлаждения до температуры жидкого азота (77 К);
к ним относятся детекторы, работающие на основе собственного
фотоэффекта, чувствительные в атмосферном окне прозрачности
8... 14 мкм. Некоторые детекторы с еще более длинноволновой
границей чувствительности (например, до 30 мкм) должны
охлаждаться до более низких температур; наиболее низкой прак-
тически достижимой рабочей температурой является температура
жидкого гелия (4, 2 К). Вообще говоря, детекторы, основанные на
примесном фотоэффекте, вследствие причин, проанализированных
в работе [2.29], имеют более низкие рабочие температуры, чем де-
текторы на основе собственного фотоэффекта.
В табл. 2.1 содержится подробный список фотонных эффектов,
однако только фотопроводимость, фотогальванический и фотоэмис-
сионный эффекты нашли широкое практическое применение. Поэ-
тому все следующие подразделы будут посвящены подробному рас-
смотрению этих трех фотоэффектов. Другие фотоэффекты, перечис-
ленные в табл. 2.1, будут рассмотрены кратко; за подробностями
читатель может обратиться к приведенным в конце главы литера-
турным источникам.
Фотопроводимость. Это явление наиболее широко использует-
ся в фотоприемниках и заключается в изменении электропровод-
ности материала под действием падающего на него излунения.
17
Практически во всех случаях электропроводность измеряется с
помощью электродов, присоединенных к образцу. Фотопроводи-
мость можно наблюдать также, помещая образец в микроволно-
вый резонатор, как в [2.30]. Однако такой метод регистрации при-
меняется сравнительно редко и здесь обсуждаться не будет.
Измерительная схема для регистрации фотопроводимости по-
казана на рис. 2.1. Почти во всех случаях используется образец
Рис. 2.1. Фоторезистор и электрическая цепь для
регистрации фотопроводимости
такой геометрии, при которой направление падающего излучения
перпендикулярно направлению электрического поля. Фотосигнал
проявляется как изменение напряжения на нагрузочном резисто-
ре, включенном последовательно с детектором, или как изменение
тока через образец. Часто фотосигнал регистрируется с использо-
ванием нагрузочного резистора, сопротивление которого равно
темновому сопротивлению детектора. Однако, как установлено в
[2.31], в этом случае не всегда удается оптимизировать отноше-
ние сигнал-шум.
Собственная и примесная фотопроводи-
мость. Фотопроводимость можно наблюдать практически во всех
полупроводниках. В случае собственной фотопроводимости свобод-
ная электронно-дырочная пара возбуждается фотоном с энергией,
превышающей Ширину запрещенной зоны (рис. 2.2а). Следователь-
но, основное требование в этом случае
hvZ^ Eg, hc/'k'^ Eg, (2.1a), (2.16)
где h — постоянная Планка, v — частота падающего излучения,
с — скорость света, % — длина волны падающего излучения. От-
сюда длинноволновая граница собственной фотопроводимости
X0 = /ic/£c. (2.2)
Для длин волн, больших Ло, собственная фотопроводимость не-
возможна. Соответствующее выражение для вычисления длинно-
18
волновой границы (в микрометрах) собственной фотопроводимо-
сти полупроводников с шириной запрещенной зоны, измеренной в
электрон-вольтах, имеет вид
Хо= 1,24/£G. (2.3)
В табл. 2.2 приведены значения ширины запрещенной зоны не-
которых полупроводников, используемых для изготовления фото-
приемников, а также соответствующие рабочие температуры и зна-
чения длинноволновой границы собственной фотопроводимости.
Электрическое поле
Электрон
Зона
проводимости
Фотовозбуждение—>
Eq- hc/\
Т77777??77777777777777777
Дырка
Валентная
зона
Электрическое поле
Электрон
Ef hc/^Q L— Фотозозбуждение Донорный
__________________________Jf______Акцепторный
Фотовозбуждение__ »| Е, - hclXQ уровень
/////////////тШ?// ///, ^®нтная
ЗОН а
б) Дырка
Рис. 2.2. Фотопроводимость:
а — собственная; б — примесная
Примесная фотопроводимость наблюдается в том случае, ес-
ли энергия падающих фотонов недостаточна для образования
электронно-дырочной пары, но ее хватает, чтобы возбудить примес-
ный атом до состояния, когда образуется свободный электрон и
связанная дырка или свободная дырка и связанный электрон (см.
рис. 2.2,6). Длинноволновая граница примесной фотопроводимости
h-hc/Ei, (2.4)
где Et — энергия ионизации примеси, или
10=1,24/£г, (2.5)
где Ло дана в микрометрах, a Ei— в электрон-вольтах.
В табл. 2.3 представлены энергии ионизации некоторых приме-
сей в Ge и Si, а также соответствующие значения длинноволновой
границы.
1»
Таблица 2.2
Ширина запрещенной зоны Eg
и длинноволновая граница
собственной фотопроводимости Хо
различных полупроводников
Таблица 2.3
Энергия ионизации Ei
и длинноволновая граница примесной
фотопроводимости Хо в Ge и Si,
легированных различными примесями
Полупровод- ник T, К E„. ЭВ G Яо, мкм Полупроводник: примесь Ер эВ Яо, МКМ
CdS 295 * 2,4 0,52 Ge: Au 0,15 8,3
CdSe 295 1,8 0,69 Ge : Hg 0,09 14
CdTe 295 1,5 0,83 Ge: Cd 0,06 21
GaP 295 2,24 0,56 Ge : Cu 0,041 30
GaAs 295 1,35 0,92 Ge: Zn 0,033 38
Si 295 1,12 1,1 Ge : В 0,0104 120
Ge 295 0,67 1,8 Si : In 0,155 8
PbS 295 0,42 2,9 Si : Ga 0,0723 17
PbSe 195 0,23 5,4 Si: Bi 0,0706 18
In As 195 0,39 3,2 Si : As 0,0537 23
InSb 77 0,23 5,4 Si: P 0,045 28-
Pbo.zSno.sTe 77 0,1 12 Si : В 0,0439 28
Hgo.eCdo^Te 77 0,1 12 Si : Sb 0,043 29
Si: Al 0,0685 18
Анализ. Основное выражение, описывающее как собствен-
ную, так и примесную фотопроводимость в условиях равновесия,
имеет вид
iso = 4\q NxGy (2.6)
где iso — фототок короткого замыкания при нулевой частоте мо-
дуляции падающего излучения, т. е. добавка к темновому току,
обусловленная освещением; т) — квантовая эффективность, т. е.
число возбужденных фотоизлучением носителей, приходящееся на
один поглощенный фотон; q — заряд электрона; — число фо-
тонов с длиной волны X, поглощаемое образцом в единицу време-
ни; G—коэффициент внутреннего усиления, т. е. число электронов,
которое проходит через внешнюю цепь за время жизни возбужден-
ного фотоизлучением носителя. Фотопроводимость — явление, свя-
занное прежде всего с увеличением под действием падающего из-
лучения концентрации основных носителей тока (электронов в по-
лупроводнике и-типа, дырок в полупроводнике p-типа). Неоснов-
ные носители тока также могут вносить некоторый вклад в фото-
проводимость, но поскольку их время жизни много меньше, чем ос-
новных, этот вклад соответственно мал.
Коэффициент фотоэлектрического усиления можно представить
как отношение времени жизни свободных носителей к времени
пролета
G-T/7r. (2.7)
В этой упрощенной модели т — время жизни основных носите-
лей тока, а время пролета
Тг = /2/ИКл,
(2.8)
20
где I — расстояние между токовыми контактами детектора, у. —
подвижность основных носителей тока, VA — напряжение смеще-
ния на образце. Объединяя выражения (2.6) — (2.8), получаем
iS^qN%V^VAH\ (2.9)
Мощность монохроматического излучения Р* связана с числом
фотонов, поглощаемых образцом в единицу времени, соотношением
NK=-.PKMhc. (2.10)
Отсюда выражение (2.9) принимает вид
iso = Л q Рь VA/hcl2. (2.11)
Таким образом, фототок короткого замыкания пропорционален
поглощаемой мощности и линейно зависит от длины волны для
где Хо определяется выражением (2.3) или (2.5). В том
случае, когда фоторезистор, имеющий сопротивление Rd, включен
в цепь с внешней нагрузкой Rl (см. рис. 2.1), фототок равен iso,
умноженному на отношение Pd/(Pb+Pd). Тогда напряжение фото-
сигнала на нагрузочном сопротивлении
Д VL = iso Rd RL/(Rd + Rl). (2.12)
Сопротивление фоторезистора связано с проводимостью мате-
риала а, концентрацией основных носителей п, длиной I, шириной
w и толщиной образца d соотношением
Rd — I/O wd = l/nq р. wd. (2.13)'
Предполагается, что изменения проводимости при освещении
невелики по сравнению с темновой проводимостью. Когда сопро-
тивление нагрузки Rl значительно превышает сопротивление фо-
торезистора Rd, фотонапряжение сигнала близко к напряжению
разомкнутой цепи (напряжению холостого хода) Vso, которое с
учетом (2.12, 2.11, 2.13) равно
fso = iso Rd = Т1 Рх VA/hcnlwd. (2.14)
Выражения (2.11) и (2.14) связывают величину фотосигнала
со свойствами фоторезистора и мощностью падающего излучения..
Другим представляющим интерес параметром фоторезистора яв-
ляется его быстродействие, которое отражает способность детек-
тора воспринимать модулированный поток излучения. Быстродей-
ствие в одних случаях определяется временем жизни основных но-
сителей тока, в других — временем захвата на ловушки. Если вре-
мя жизни или время захвата на ловушки очень мало, скажем, рав-
но микросекунде, детектор может регистрировать излучение с ча-
стотами модуляции до мегагерца. Частотная зависимость фото-
сигнала в общем случае имеет вид
is=iso/(l + <o2T2)!/2, (2.15)
Vs = Vso/( 1 + м2 т2)1Р, (2.16>
21
где is и Us — ток короткого замыкания и напряжение холостого
хода на частоте /, которая связана с круговой частотой соотноше-
нием
со = 2 л/,
(2-17)
а т — время жизни носителей или время захвата на ловушки, Та-
ким образом, при низких частотах фотосигнал' не зависит от ча-
стоты модуляции, а при высоких убывает пропорционально часто-
те. Зависимость фотосигнала от частоты начинает проявляться,
когда произведение сот становится равным приблизительно еди-
нице.
Фотогальванический эффект. Вторым фотонным эффектом, на-
шедшим широкое применение, является фотогальванический эф-
фект. В отличие от эффекта фотопроводимости для его реализа-
ции необходимо наличие внутреннего потенциального барьера со
встроенным электрическим полем, которое разделяет возбужден-
ные фотоизлучением электронно-дырочные пары. Хотя примесный
фотогальванический эффект вполне осуществим ‘(см. работу
[2.32]), практически все фотогальванические детекторы работают
на собственном фотоэффекте. Чаще всего используется обычный
р-п переход, хотя возможно применение лавинных, p-i-n фотоди-
одов, диодов с барьером Шотки, гетеропереходов. Не исключено
также использование объемного фотогальванического эффекта.
Ниже обсудим каждый из них, но особое внимание уделим барь-
ерному фотогальваническому эффекту на р-п переходе.
р-п переход. В наиболее простой форме фотогальванический
эффект проявляется на р-п переходе, изготовленном по стандарт-
ной технологии с применением таких операций, как легирование
полупроводника в процессе его выращивания, диффузия приме-
сей или наращивание эпитаксиального слоя на подложке с прово-
димостью противоположного знака. На рис. 2.3 схематически изо-
22
бражен фотодиод с р-п переходом, а на рис. 2.4 представлена'
его энергетическая диаграмма, иллюстрирующая процессы фото-
возбуждения и разделения носителей тока.
В отличие от фоторезисторов, вольт-амперные характеристика
которых линейны, в приборах с р-п переходом происходит выпрям-
ление. Из рис. 2.5 следует, что фототок представляет собой добавку
/7-область р-область
Электрон
Фотовозбуждение
;---Зона проводимости
с _hc
---- Валентная зона
Дырка
Рис. 2.4. Фотовозбуждение в р-п переходе
к темновому току. Чтобы избежать путаницы, сразу же необходи-
мо сделать оговорку. По определению фотогальванический эффект'
должен наблюдаться в отсутствие смещения, а фотосигнал пред-
ставляет собой напряжение, возникающее на клеммах фотодиода;
Ток /
Темновой
Ток насыщения ток
Фототок
Напряжение V
^Напряжение
холостого хода
Ток короткого
замыкания
Рис. 2.5 Вольт-амперная характеристика фотоди-
ода
под действием излучения. Вместе с тем, фотоприемник с р-п пе-
реходом часто работает в режиме, когда на фотодиод подано об-
ратное напряжение смещения. В этом случае говорят, что фотопри-
емник работает в фотодиодном режиме. Схемы включения фото-
диодов, соответствующие описанным выше случаям, представле-
ны на рис. 2.6.
Основное уравнение (2.6), используемое при описании работы
фоторезистора, применимо и здесь; однако коэффициент фото-
электрического усиления G следует считать равным единице. Та-
ким образом,
iso = Т] q Nx,
(2.18>
23
где iso — фототок короткого замыкания фотогальванического де-
тектора. Используя соотношение (2.10), последнее выражение
можно записать в виде
*so = t)?^a Mho. (2.19)
Чтобы получить напряжение v$o, возникающее на клеммах фо-
тодиода, работающего в фотогальваническом режиме, ток корот-
------------------Г°
Внешнее
^излучение
2 у Фотосигнал
О-
Внешнее
излучение
[Нагрузочный
резистор
-о
Фотосигнал
-Q
б)
Рис. 2.6. Способы включения фотодиода:
а — режим холостого хода (фотогальванический эффект); б — режим
обратного смещения
кого замыкания необходимо умножить на дифференциальное со-
противление dV/dl при У = 0. В общем случае вольт-амперная ха-
рактеристика диода описывается выражением
Id= Is [exp (qVftkT)-1], (2.20)
где Id — темновой ток, Is— обратный ток насыщения, V — прило-
женное напряжение (положительное в пропускном направлении),
k — постоянная Больцмана, р — константа порядка единицы, Т —
абсолютная температура. Дифференциальное сопротивление опре-
деляют из формулы
— = —I — (О 91)
R d Vlv=o f>kT * ' ’ '
Отсюда напряжение фотосигнала на клеммах фотогальваническо-
го приемника
vso^PiWkT/hcls. (2.22)
Как правило, величина фотосигнала на единицу падающей
мощности пропорциональна длине волны излучения. Заметим, что
в выражения для фотосигнала (iso и Vso) не входит время жизни
основных носителей тока.
В отличие от фотопроводимости, фотогальванический эффект
сильно зависит от времени жизни неосновных носителей тока. Ча-
стотные зависимости фотосигнала описываются выражениями
(2.15) и (2.16), где т уже представляет собой время жизни неос-
новных носителей тока. Поскольку время жизни неосновных но-
14
сителей меньше времени жизни основных, фотодиоды обладают
большим, чем фоторезисторы, быстродействием \
Из изложенного следует, что фотогальванический эффект на-
блюдается на р-п переходе при появлении по обе стороны от нега
возбужденных фотоизлучением носителей тока. Среди относитель-
но распространенных приборов, основанных на эффектах подоб-
ного типа, следует назвать лавинные фотодиоды (ЛФД), p-i-n
фотодиоды, фотодиоды с барьером Шотки, фотодиоды с гетеропе-
реходом, фотоприемники с объемным фотогальваническим эффек-
том. Кратко рассмотрим каждый из них.
Лавинный фотодиод. В отличие от обычных фотодио-
дов с р-п переходом, лавинным фотодиодам присущ механизм вну-
треннего усиления. Таким образом, при одинаковой падающей
мощности фотосигнал лавинного фотодиода превышает фотосиг-
нал обычного фотодиода тех же размеров, изготовленного из тога
же самого полупроводникового материала. Хотя внутреннее уси-
ление не приводит к увеличению отношения сигнал-шум, а скорее
может уменьшить его, имеется возможность снизить требования к
шумовым характеристикам предусилителей, используемых в фото-
приемниках с ЛФД [2.34]. Кроме того, при определенных услови-
ях значительное лавинное усиление можно получить без умень-
шения быстродействия фотодиодов. В конечном итоге ЛФД мож-
но рассматривать как твердотельный аналог фотоумножителя.
Механизм лавинного усиления наблюдается в р-п переходе для
не слишком высоких уровней легирования при обратных смещени-
ях. При высоких уровнях легирования туннельный эффект Зинера
препятствует возникновению лавины1 2. При отсутствии внешнего
фотосигнала носители, появление которых обусловлено термиче-
ской генерацией, испытывают ускоряющее действие поля в обла-
сти р-п перехода, достаточное для того, чтобы при соударениях с
атомами вызывать дополнительную ионизацию последних. Допол-
нительные электроны, образуемые при этом, в свою очередь, ис-
пытывают ускорение и приводят к генерации новых свободных
электронов. Таким образом, поле вблизи р-п перехода приводит к
образованию лавины. Поскольку первичным толчком к возникно-
вению лавины могут служить и возбужденные фотоизлучением
электроны или дырки, механизм лавинного усиления можно рас-
сматривать как процесс, приводящий к увеличению числа воз-
бужденных фотоизлучением носителей тока.
На изучение этого эффекта и разработку ЛФД на основе раз-
личных полупроводников было затрачено много усилий. Из-за труд-
ности обеспечения достаточно сильных однородных полей при
1 В фотодиодах быстродействие определяется временем жизни носителей
только при условии, что расстояние от границы области объемного заряда до
второго контакта больше длины' диффузионного смещения; в остальных случа-
ях — временем пролета. — Прим, перев.
2 Для туннельного эффекта необходимы большие напряженности полей, но
в узком слое полупроводника, ширина которого недостаточна для развития ла-
вины. " Прим, перев.
25
•больших площадях р-п переходов ЛФД имеют, как правило, ма-
лые размеры. В настоящее время разработаны различные -конст-
рукции как лавинных, так и p-i-n фотодиодов (см. ниже). Техно-
логия их изготовления и свойства описаны во многих работах (см.,
например, работы [2.35—2.39]).
p-i-n фотодиод. В отличие от приборов с резким р-п пере-
водом, в p-i-n фотодиодах между р- и n-областями находится об-
ласть полупроводника с собственной проводимостью. Если изго-
товить одну из областей (скажем, p-область) тонкой по сравнению
с длиной оптического поглощения, то падающее излучение, прони-
кая в область собственной проводимости, будет генерировать элек-
тронно-дырочные пары. Сильное электрическое поле способству-
ет быстрому дрейфу носителей, в результате чего частотная харак-
теристика p-i-n фотодиода простирается в область более высоких
частот по сравнению с характеристикой обычного фотодиода из то-
го же самого полупроводникового материала. Более детально
j)-i-n фотодиоды описаны в работе [2.40].
Фотодиоды с барьером Ш о т к и. Аналогичный фотоэф-
фект существует в приборах с барьером Шотки, полученным на
контакте металл — полупроводник. Как и в случае р-п перехода, по-
тенциальный барьер, возникающий на изготовленном специальным
образом контакте металл — полупроводник, приводит к разделе-
нию возбужденных фотоизлучением электронов и дырок, обеспе-
чивая появление фотосигнала. В большинстве случаев слой метал-
ла делается полупрозрачным для падающего излучения. Оптичес-
кая генерация носителей происходит в толще полупроводника или
в непосредственной близости от потенциального барьера. В неко-
рых случаях излучение падает со стороны полупроводника, тол-
щина которого в этом случае должна быть достаточно малой, что-
бы возбужденные фотоизлучением носители могли диффундиро-
вать к барьеру.
Не во всех случаях в полупроводнике можно обеспечить прово-
димость как р-, так и n-типа. В связи с этим диоды с барьером
Шотки приобретают особый интерес при использовании материа-
лов, в которых невозможно создание р-п переходов. Они также
нашли применение в качестве фотоприемников для ультрафиоле-
тового и видимого диапазонов спектра, особенно для лазерных
применений, где требуется высокое быстродействие (во многих слу-
чаях вплоть до нескольких гигагерц). Для более детального оз-
накомления с такими приборами следует обратиться к работам
[2.41—2.43].
Фотодиоды с гетеропереходом. Значительный инте-
рес в 60-е годы вызвало применение полупроводниковых гетеропе-
реходов в качестве широкозонных эмиттеров в транзисторах. Ге-
теропереходы изготавливаются методом эпитаксиального наращи-
вания одного полупроводника, например GaAs, на поверхности
другого, скажем Ge, имеющего похожее строение кристаллической
решетки. Выпрямляющие свойства таких переходов обнаружива-
ются не только в структурах, содержащих контактирующие р- и
26
«-области, но и в структурах, типа п-п и р-р. Причина такого по-
ведения рассмотрена в [2.44].
Естественно, что применительно к созданию приборов исследо-
вались и фотоэлектрические явления в гетеропереходах (см., на-
пример, [2.45—2.47]). Однако с развитием технологии изготовле-
ния кремниевых приборов была решена проблема создания широ-
козонных эмиттеров в транзисторах, и интерес к созданию гетеро-
переходов с совершенными электрическими и оптическими свойст-
вами резко уменьшился. Определенный интерес сохраняется к ге-
теропереходам на основе полупроводниковых соединений, таких
как GaAs—Gai~xAlxAs и РЬТе—Pbi-xSnxTe, в которых несоответ-
ствие между кристаллическими решетками может быть сведено к
минимуму.
Объемный фотогальванический эффект. Поми-
мо структур с резким переходом (типа р-п перехода или барьера
Шотки) фотогальванический эффект может наблюдаться в полу-
проводниках со свойствами, меняющимися по длине образца. В ра-
боте [2.48] показано, что градиент концентрации примесных ато-
мов может приводить к эффективному разделению генерирован-
ных светом носителей (электронов и дырок) и названо это явление
«объемным фотогальваническим эффектом». В [2.49] показано,
что пространственные флуктуации ширины запрещенной зоны в-
таких полупроводниках, как (Hg, Cd)Те, также могут приводить
к объемному фотогальваническому эффекту. В работе [2.50] про-
анализирован объемный фотогальванический эффект, обусловлен-
ный градиентом эффективной массы носителей в неоднородном по-
лупроводнике. В любой форме
объемный фотогальванический
эффект не имеет существенного
практического применения.
Фотоэмиссионный эффект.
Третьим важнейшим типом
фотоэффекта является фото-
эмиссионный. Его называют
также внешним фотоэффектом.
Как следует из самого назва-
ния, падающее излучение при-
водит к эмиссии электронов с
поверхности фотокатода во
внешнее пространство, где они
собираются анодом. Спектры
фоточувствительности некото-
рых фотокатодов представлены
на рис. 2.7.
Применения фотоэмисси-
онного эффекта чрезвычай-
но многочисленны. Вакуум-
ные фотоприемные трубки, со-
держащие только фотокатод
Длина волны, мкм
Рие. 2.7. Спектральные характеристики
фоточувствительности различных фото-
катодов
27
« анод, применяются для регистрации очень быстрых про-
цессов. Газонаполненные приборы, имеющие высокий коэффи-
циент внутреннего усиления из-за лавинной ионизации газа, могут
«использоваться без внешнего усилителя. Оптроны на основе фото-
эмиссионного эффекта нашли применение в передающих телека-
мерах. Широко распространены фотоумножители. В них электро-
ны, освобожденные из фотокатода в результате поглощения кван-
тов света, испытывают соударения с последовательно расположен-
ной системой электродов (динодов), на которые подано электриче-
ское смещение, и вызывают появление вторичных электронов. Та-
ким образом, каждый электрон, попавший на динод, инициирует
появление одного или более вторичных электронов, что приводит
к усилению первичного фотосигнала. Одной из модификаций фо-
тоумножителя является фотоприемная трубка, внутренняя поверх-
ность которой обладает способностью эмигрировать вторичные
электроны, а электрическое смещение приложено по всей длине
трубки. Электроны, пересекающие внутренний объем такой труб-
ки, испытывают повторные соударения со стенками, что вызывает
появление лавины вторичных электронов. Разработаны методы
создания порядка миллиона каналов на фоточувствительной пло-
щадке размером в один дюйм. Такие приборы с фотоэмиттирующей
поверхностью используются для получения изображения в услови-
ях слабого освещения, например ночью.
Обычные фотокатоды. Фотокатод определяет спек-
тральные свойства фотоэмиссионного прибора. Фотокатоды быва-
ют двух типов: обычные и с отрицательным электронным сродст-
вом. Энергетические диаграммы двух фотокатодов обычного типа
показаны на рис. 2.8. Металлический фотокатод (см. рис. 2.8,а)
Полупроводник | Вакуум
Металл — | — Вакуум
фотовозбуждение
Уровень Ферми-
70
Фел ©возбуждение
Зона
проводимости __________
т
Уровень Ферми
Валентная зона
Л
б)
Рис. 2.8. Зонные схемы фотоэмиссии:
zz — из металлического фотокатода; б — из полупроводникового фотокатода с
положительным электронным сродством
характеризуется работой выхода ?<р, которая равна энергии, необ-
ходимой для перевода электрона с уровня Ферми в металле на
уровень, расположенный выше потенциального барьера у поверх-
ности металла, т. е. для удаления электрона из металла. Отсюда
следует, что минимальная энергия, которой должен обладать фо-
тон, чтобы вызвать фотоэмиссию, равна работе выхода металла.
Работа выхода металлов составляет несколько электрон-вольт, по-
28
этому металлические фотокатоды обычно используются для реги-
страции излучения в ультрафиолетовой и видимой областях спек-
тра.
В качестве другого фотокатода обычного типа с энергетиче-
ской диаграммой, показанной на рис. 2.8,6, может быть использо-
ван полупроводниковый материал с положительным электронным
сродством. Опять-таки минимальная энергия фотона, необходи-
мая для фотоэмиосии, есть энергия, достаточная для перевода эле-
ктрона с энергетического уровня в полупроводнике на уровень в
зоне проводимости, расположенный выше потенциального барье-
ра у поверхности. Как правило, полупроводниковые фотокатоды,
по сравнению с металлическими, обладают меньшей работой вы-
хода и, следовательно, имеют фоточувствительность в области бо-
лее длинных волн. И, тем не менее, даже такие фотокатоды позво-
ляют продвинуться лишь в самую ближнюю к видимой ИК об-
ласть спектра.
Фотокатоды с отрицательным электронным
сродством. Другим типом фотокатодов являются катоды с от-
рицательным электронным сродством. Некоторые специально выб-
ранные полупроводники р-типа [2.51] с поверхностью, покрытой
напыленным слоем металла, приобретают отрицательное сродст-
во к электрону, как показано на рис. 2.9. В этом случае энергия
Полупроводник — |— Вакуум
Зона проводимости
Фотовозбуждение
Уровень Ферми
Рис. 2.9. Иллюстрация процесса фотоэмиссии в
полупроводнике с отрицательным электронным
сродством
падающего излучения, необходимая для фотоэмиссии, должна лишь
соответствовать ширине запрещенной зоны полупроводника. Под-
бирая полупроводник и материал покрытия, можно изготовить
фотокатоды, обладающие чувствительностью в ближней ИК обла-
сти спектра, однако их квантовый выход уменьшается (рис. 2.10).
Поэтому современные фотоэмиссионные фотоприемники эффек-
тивно работают в области спектра примерно до 1 мкм.
Другие фотонные эффекты. Помимо трех основных фотонных эффектов, су-
ществует множество других, имеющих меньшую практическую значимость. Они
обсуждаются ниже.
Фотоэлектромагнитный эффект (ФЭМ). Фотоны, обладающие
энергией, достаточной для переброса носителей из валентной зоны в зону про-
водимости, генерируют электронно-дырочные пары. Поскольку поглощение све-
29
та экспоненциально спадает вглубь полупроводника, возникает градиент кон-
центрации носителей тока, направленный от одной поверхности образца к дру-
гой. Неравновесные носители тока диффундируют в объем полупроводника.
Магнитное поле, в которое помещен полупроводник, отклоняет электроны и
дырки в противоположные стороны, приводя к появлению продольного элект-
рического поля между контактами. Та-
ким образом, между контактами возни-
кает напряжение фотосигнала.
Фотоэлектромагнитный эффект ис-
пользовался для изготовления неохлаж-
даемых фотоприемников из InSb, рабо-
тающих в области спектра до 7 мкм
[2.54]. Из-за малой фоточувствительно-
сти такие фотоприемники не получили
практического применения.
Рис. 2.10. Квантовый выход фотока-
тодов на основе сплавов Gai_xInxAs
с различной шириной запрещенной
зоны [2.52]:
...-1,39 эВ; ДДД-1,18 эВ; □□□-
1,13 эВ; ООО — 1,04 эВ; VW “ 0,96 эВ
Эффект Дембера. Излучение с длиной волны, достаточно малой,
чтобы вызвать переход электронов из валентной зоны в зону проводимости,
падая на полупроводник, генерирует электронно-дырочные пары. Если толщи-
на образца и длина диффузии носителей больше длины поглощения света, то
носители будут диффундировать от освещенной поверхности вглубь образца.
Если подвижности носителей тока и их длины диффузии отличаются, происхо-
дит разделение носителей, и между освещенной поверхностью и противополож-
ной стороной образца возникает электрическое поле. Во внешней цепи, подклю-
ченной к этим поверхностям, появляется фототок. В работе [2.55] получены
выражения, связывающие фототок Дембера с параметрами полупроводника.
Практических применений этот эффект не нашел.
Болометр на горячих электронах. Детектор Патли.
Решение вопроса, следует ли относить болометры на горячих электронах к при-
борам на основе фотонных эффектов, или они ближе к тепловым приборам,
предоставляется читателю. С одной стороны, это фотонные приборы, поскольку
в них используется эффект взаимодействия излучения со свободными электрона-
ми. И вместе с тем эти приборы следует отнести к тепловым (что и подчерк-
нуто самим названием), так как принцип их действия основан на изменении
эффективной температуры свободных электронов. Поскольку анализ этих при-
боров базируется на представлениях фотон-электронного взаимодействия, мы
включили их в число приборов с использованием фотонных эффектов.
В большинстве широко применяемых приборов на основе фотонных эф-
фектов фоточувствительность связана с увеличением концентрации свободных
электронов или дырок при собственном или примесном поглощении света в по-
лупроводнике. Однако детектирование можно осуществить, используя изменение
подвижности электронов или дырок при поглощении фотонов свободными но-
сителями тока. Длина волны излучения должна лежать за краем собственного
30
или примесного поглощения полупроводника. Поскольку в этой области коэф-
фициент поглощения света свободными носителями зависит по квадратичному
закону от длины волны, эти приемники эффективно работают в дальней инфра-
красной и субмиллиметровой областях спектра. Роллин [2.56] предсказал воз-
можность создания, а Роллин и Чинч [2.57] создали чувствительный фотоприем-
ник на основе этого эффекта, назвав его болометром на горячих электронах,
который работает при температуре порядка 4 К. Поглощение дальнего ИК
излучения свободными электронами в полупроводниках, таких как, например,
InSb, переводит электроны в состояние с более высокими значениями энергии
в зоне проводимости. В результате изменяется подвижность электронов и, сле-
довательно, проводимость образца, что обусловливает появление сигнала в виде
фототока короткого замыкания или напряжения холостого хода. Время фото-
отклика здесь определяется временем решеточной релаксации и может быть
чрезвычайно малым, вплоть до наносекунд. Патли [2.58] показал, что примене-
ние магнитного поля обеспечивает избирательность описанного эффекта по от-
ношению к длине волны. Квантование энергии электрона в магнитном поле при-
водит к появлению в энергетическом спектре полупроводника так называемых
уровней Ландау, которые отделены друг от друга энергетическими щелями,
соответствующими энергии циклотронного резонанса и пропорциональными на-
пряженности магнитного поля. Фотоны дальнего ИК излучения с частотой, со-
ответствующей циклотронной частоте в магнитном поле, поглощаются, приво-
дя к переходу электронов с уровней Ландау на более высоколежащие уровни;
изменение подвижности носителей, происходящее при этом, проявляется в из-
менении проводимости. Не все наблюдаемые на практике особенности этого эф-
фекта очевидным образом вытекают из теории [2.59].
Эффект фотонного увлечения. Так как фотоны обладают меха-
ническим моментом, при поглощении свободными носителями этот момент мо-
жет передаваться последним. Гибсон и др. [2.60] использовали этот эффект для
создания быстродействующего, но весьма малочувствительного приемника для
регистрации излучения импульсного лазера. В сильно легированных полупровод-
никах поглощение излучения свободными носителями является преобладающим
механизмом поглощения за краем основной полосы. Фотоны с длиной волны,
соответствующей поглощению свободными носителями, передают им момент,
что приводит к смещению носителей в направлении, совпадающем с направле-
нием вектора Пойнтинга. В результате этого в объеме полупроводника уста-
навливается электрическое поле, которое можно зарегистрировать с помощью
контактов, присоединенных к образцу. Детекторы, в которых используется эф-
фект фотонного увлечения, обычно применяют для регистрации лазерного из-
лучения, поскольку они обладают высоким быстродействием и способны по-
глощать большую мощность (например, от лазера на основе СОг) без вреда
для фотоприемника, так как поглощение происходит в достаточно толстых сло-
ях полупроводника. Низкая чувствительность ограничивает практическое ис-
пользование таких фотоприемников.
Фототранзистор. Фототранзистор представляет р-п-р или п-р-п струк-
туру, изготовленную так, чтобы основные носители, возникающие в результате
фотовозбуждения, могли попасть в базовую область либо при генерации непо-
средственно в ней, либо вследствие диффузии из коллектора или эмиттера. Это
приводит к появлению прямого смещения между базой и эмиттером, точно так
же, как и в случае приложения внешнего напряжения. В результате происходит
31
усиление первичного фототока. Как указано в [2.61], это усиление, как1 и в
фоторезисторе, можно записать в форме отношения времени жизни носителей к
времени пролета [см. (2.7)].
Массовое применение для изготовления фототранзисторов нашли германий
и кремний. Область их спектральной чувствительности первоначально была ог-
раничена видимой областью спектра. Позже она продвинулась в ближнюю ИК-
область. Как правило, фототранзисторы применяются в тех случаях, когда не
предъявляются жесткие требования к их фотоэлектрическим параметрам.
Инфракрасный квантовый преобразователь. В работе
[2.62] предложено устройство для детектирования ИК излучения, которое ав-
тор назвал инфракрасным квантовым преобразователем. Пусть имеются четыре
соответствующим образом расположенных уровня энергии в твердом теле. Сиг-
нальное излучение с энергией, соответствующей переходу с нижнего на средний
энергетический уровень, переводит электроны из основного состояния в состоя-
ние, соответствующее среднему уровню энергии. Далее за счет подсветки излу-
чением внешнего источника с длиной волны, обеспечивающей переход со сред-
него на верхний уровень, электроны переводятся в вержее возбужденное состо-
яние. В результате перехода электрона на нижний уровень или на четвертый
уровень, расположенный между средним и верхним, испускается фотон соот-
ветствующей длины волны. Эти фотоны регистрируются приемником излу-
чения.
Преимуществом такого способа регистрации является малый уровень шу-
мов. Недостаток, описанный в работе [2.63] (см. также [2.64]), заключается
в том, что при обычных условиях такие устройства имеют плохие пороговые
характеристики. В [2.615] рассмотрена потенциально возможная система с кван-
товым преобразователем, где используются диэлектрические материалы, содер^
жащие редкоземельные примеси, полупроводники, жидкости и газы. Квантовый
преобразователь на основе кристаллов LaCh, легированных редкоземельными
элементами, экспериментально исследован в работах [2.66—2.68]; в [2.69] рас-
смотрен преобразователь на основе SrF2: Ег3+, а в [2.70] — преобразователь на
основе РгС1з: Nd3+. Хорошие параметры не были получены ни в одном из этих
случаев.
Фосфор. Инфракрасным излучением можно стимулировать видимое излу-
чение в некоторых фосфорах, если при этом предварительно фосфор возбужда-
ется ультрафиолетовой подсветкой. В работе [2.71] показано, что активирован-
ные собственной подсветкой кристаллы ZnS приобретают люминесцентные
свойства и фотопроводимость в видимой области, когда на них падает излуче-
ние с длиной волны 1 ... 3 мкм. В работе [2.72] отмечено, что фосфор на основе
редкоземельных элементов может обращать падающее на него излучение с дли-
ной волны 0,93 мкм в видимое с эффективностью порядка 1%. Хотя фосфор
и может использоваться в инфракрасных системах, низкая чувствительность ог-
раничивает его практическое применение.
Фотопленка. Наиболее распространенным фотонным приемником, ко-
нечно, является фотопленка, спектральная чувствительность которой может ши-
роко меняться от ультрафиолетовой до видимой области спектра. В настоящее
время удалось расширить область чувствительности пленок до 1,2 мкм. Име-
ются многочисленные работы, посвященные природе фоточувствительности фо-
топленок [2.73—2.75]. .В работах [2.76, 2.77] исследованы факторы, определяю-
щие чувствительность фотопленок.
32
2.1.2. Тепловые эффекты
К принципиально иной категории относятся эффекты, извест-
ные под названием тепловых. В их основе лежат изменения
свойств материала, происходящие в результате изменения темпе-
ратуры под действием падающего излучения. Эти эффекты не за-
висят от природы внешнего излучения и, следовательно, от длины
волны; амплитуда фотосигнала зависит от мощности падающего
излучения (или ее изменений), но не от его спектрального сос-
тава. При этом предполагается, что процесс поглощения излуче-
ния не зависит от длины волны, что, строго говоря, справедливо
не во всех случаях.
Поскольку процесс нагрева и охлаждения макроскопического
образца достаточно инерционен, класс тепловых приемников в це-
лом по сравнению с фотонными обладает значительно меньшим
быстродействием, хотя тепловые приемники бывают и более бы-
стродействующими, чем некоторые типы фотонных. Общепринято
считать, что быстродействие тепловых приемников ограничено
миллисекундами, в то время как для фотонных оно составляет
микросекунды. Впрочем, это очень грубое правило, из которого
существует множество исключений.
При нижеследующем описании основное внимание будет уде-
лено двум эффектам, нашедшим наибольшее применение — боло-
метрическому и пироэлектрическому. Другие будут обсуждены
кратко. Перечень тепловых эффектов дан в табл. 2.4.
Таблица 2.4
Тепловые эффекты, материалы и приборы на их основе
1. Болометрический эффект:
Термистор
Болометр
металлический
сверхпроводящий
сверхиндукционный
охлаждаемый полупроводников
вый
2. Пироэлектрический эффект
3. Термоэлектрический эффект
4. Приемник Голея
5. Газонаполненный конденсорный
микрофон
6. Пиромапнитный эффект
7. Эффект Нернста
8. Жидкие кристаллы
9. Приемник с использованием тем-
пературной зависимости края пог-
лощения
10. Эвапорограф
Брлометрический эффект. Болометр является тепловым аналог
гом фоторезистора. Принцип его действия заключается в измене-
нии сопротивления материала в результате нагрева, вызванного>
падающим излучением. В противоположность фоторезистору, бо-
лометр может быть изготовлен из любого материала, сопротивле-
ние которого зависит от температуры. Эта температурная зависи-
мость характеризуется термическим коэффициентом сопротив-
ления
a — (l/R) dR/dT, (2.23)
где R — сопротивление, Т—абсолютная температура образца.
2—74 33
Геометрические формы болометра и фоторезистора, показанно-
го на рис. 2.1, подобны друг другу. В электрической цепи боломет-
ра также имеется источник напряжения. Болометры можно разде-
лить на пять типов, называемых соответственно термисторными,
металлическими, сверхпроводящими, сверхиндукционными и ох-
лаждаемыми полупроводниковыми (криогенными). Среди них
только термисторные и криогенные полупроводниковые болометры
приобрели практическое значение. Все пять типов болометров опи-
саны ниже.
Термисторный болометр. В качестве материала для
таких приборов используются окислы марганца, кобальта или ни-
келя, которые имеют отрицательный температурный коэффициент
сопротивления: их сопротивление уменьшается с ростом темпера-
туры. Поскольку болометры работают при электрическом смеще-
нии, необходимо рассмотреть явления, связанные с нагревом из-
за рассеяния мощности источника питания. С увеличением напря-
жения смещения температура быстро повышается и дифференци-
альное сопротивление ( т. е. наклон вольт-амперной характеристи-
ки) падает. При некотором критическом напряжении смещения
оно становится отрицательным. Если не применяется балластный
резистор, тепловой нагрев может привести к сгоранию болометра.
Термисторные болометры работают при смещениях, меньших
критического, т. е. их дифференциальное сопротивление положи-
тельно. Обычно их используют без охлаждения, поэтому терми-
сторные болометры относительно недороги. Поскольку изменения
температуры окружающей среды оказывают сильное влияние на
сопротивление, термисторы обычно монтируются по мостовой схе-
ме, где один из двух одинаковых термисторов экранируется от
внешнего излучения, а ьторой служит приемником излучения. Та-
ким образом, энергия падающего излучения приводит к разбалан-
су моста, а изменения окружающей температуры разбаланса мо-
ста не вызывают. Технология термисторных болометров достаточ-
но хорошо разработана; ранние работы в этой области относятся
-еще к 1950 г. С деталями можно ознакомиться в [2.78] и [2.79].
Быстродействие определяется временем, необходимым для того,
чтобы принявший излучение болометр успел охладиться до тем-
пературы среды, в которой находится болометр. Тепло либо рас-
сеивается в окружающую среду (при этом трудно обеспечить иде-
альный теплоотвод), либо отводится за счет теплопроводности че-
рез подложку или через электрические контакты. Чаще всего* теп-
лопроводность подложки играет решающую роль. В этом случае
инерционность определяется произведением теплоемкости чувстви-
тельного элемента и теплопроводности подложки. В работе [2.78]
показано, что временная зависимость напряжения фотосигнала
термисторного болометра, включенного в мостовую схему, для
энергии излучения Eit поглощаемой болометром, приближенно
описывается выражением
_ Eia [I —ехр ( —//т)]
S 2С
В4
где Vb — напряжение смещения, С — отношение теплопроводности
термистора к теплопроводности подложки, т — постоянная време-
ни, причем полагается, что длительность импульса внешнего излу-
чения того же порядка, что и т. Детальный анализ работы терми-
сторного болометра проведен в [2.80].
Металлический болометр. В противоположность ма-
териалам для термисторных болометров, металлы имеют положи-
тельный термический коэффициент сопротивления, т. е. их сопро-
тивление увеличивается с ростом температуры. Обычно значение
этого коэффициента у металлов много меньше, чем у материалов,
используемых для изготовления термисторных болометров. Кро-
ме тоги, металлы не обладают отрицательным дифференциальным
сопротивлением, как это наблюдается у термисторов. В основном
чувствительность металлических болометров меньше, чем терми-
сторных. Поэтому тепловой разогрев не способен привести к сго-
ранию металлического болометра.
В то же время напылением металла на подложку изготовить
металлический болометр сравнительно легко. Его геометрия оп-
ределяется только формой маски для напыления. Делая металли-
ческую пленку очень тонкой, можно сильно уменьшить теплоем-
кость чувствительного слоя и добиться высокого быстродействия
приёмника. Из-за сильного отражения металлами света необходи-
мо наносить на их поверхность золотую или платиновую чернь,
которая поглощает падающее" излучение. Так же как и термистор-
ные, большинство металлических болометров работают при ком-
натной температуре. Дополнительные сведения по этим вопросам
изложены в работе [2.79].
Сверхпроводящий болометр. Сверхиндуктив-
ность. Значительный интерес в свое время вызвали сверхпрово-
дящие болометры из-за сильной зависимости их сопротивления от
температуры вблизи точки перехода в сверхпроводящее состояние
[2.81, 2.82]. Если температура среды, окружающей сверхпроводя-
щий болометр, поддерживается немного меньшей, чем темпера-
'тура перехода в сверхпроводящее состояние, то небольшое ее уве-
личение, обусловленное поглощением внешнего излучения, вызовет
очень большое изменение сопротивления образца, и выходной сиг-
нал будет очень большим. Проблемы, связанные со сложностью1
таких систем, включая трудности стабилизации температуры об-
разца вблизи точки перехода в сверхпроводящее состояние, а так-
же успехи в разработке других типов тепловых приемников огра-
ничивают интерес к сверхпроводящим болометрам. В работе [2.83]
предложено использовать для регистрации излучения эффект уве-
личения индуктивности сверхпроводящих тонких пленок при пере-
ходе через критическую температуру. Анализ, проведенный авто-
рами этой работы для сверхпроводящего болометра на основе тон-
ких пленок алюминия, подтвердил высокую чувствительность си-
стемы при температуре 2 К.
Криогенные болометры. Хотя сверхпроводящие боло-
метры не получили широкого применения, другие охлаждаемые
2' 35
болометры используются достаточно широко, особенно в качестве
Детекторов излучения дальней ИК области спектра. К ранним при-
борам такого типа относятся угольные болометры [2.84]. Они со-
стоят из угольного резистора на медной подложке, охлаждаемой
жидким гелием. Благодаря большому значению температурного
коэффициента сопротивления и малой теплоемкости угольных ре-
зисторов, такие болометры имеют очень высокую чувствительность.
Они относительно просты в изготовлении. Последние данные по
угольным болометрам опубликованы в работе [2.85].
В работах [2.86, 2.87] предложен криогенный болометр на ос-
нове монокристаллов Ge, легированного Ga, работающий при тем-
пературе 4 К- В работе [2.88] в качестве чувствительного элемен-
та использован Ge, легированный In, в [2.89] болометр на осно-
ве Si, легированного In, в [2.90] болометр на основе TISe, а в
[2.91]—болометр на основе InSb. Достоинствами таких боломет-
ров является то, что все они, работая при температуре 4 К, име-
ют высокую чувствительность, низкий уровень шумов и хорошую
воспроизводимость. Теория таких приборов хорошо разработана
[2.86], так что параметры прибора из того или иного материала
можно предсказывать заранее. В [2.92] проведено сравнение ре-
зультатов экспериментального исследования болометров из Ge,
Si и угольного с параметрами приемника Голея, который описан
ниже. Все эти приемники используются для дальней ИК области
спектра; криогенные полупроводниковые болометры особенно ши-
роко применяются в астрономии.
Пироэлектрический эффект. Среди наиболее распространенных
типов современных фотоприемников можно отметить приемники на
основе пироэлектрического эффекта, предложенные Чайновитом
[2.93] и реализованные Купером и др. [2.94, 2.95]. В последнее де-
сятилетие на развитие этих приемников были направлены усилия
очень многих исследователей [2.96—2.105]. В [2.106—2.107] дан
обзор по теории и современному состоянию пироэлектрических фо-
топриемников излучения.
Пироэлектрический эффект проявляется в некоторых чувстви-
тельных к изменениям температуры ферроэлектриках, включая
TGS (триглицинсульфат), SBN (Бп-хВа-сЫЬгОб), PLZT (цирконат-
титанатная керамика) и LiNbOg. В таких кристаллах наблюдается
спонтанная электрополяризация, приводящая к появлению напря-
жения на присоединенных к образцу контактах. Если температу-
ра постоянна, то внутренний заряд уравновешивается зарядом сво-
бодных электронов и поверхностными зарядами. При быстрых из-
менениях температуры изменяется и внутренний дипольный мо-
мент, обеспечивая появление разности электрических потенциа-
лов. Такой эффект можно использовать для создания чувствитель-
ного к модулированному излучению фотоприемника, работающего
при комнатных температурах.
Пироэлектрический приемник представляет собой конденсатор
с двумя металлическими электродами, присоединенными к про-
тивоположным сторонам термочувствительного ферроэлектричес-
36
кого кристалла. Модулированное излучение, попадая на кристалл,
вызывает некоторое изменение температуры ДТ. В результате на
внешних электродах собирается электрический заряд
Д^НрЛДТ, (2.25)
где р — пироэлектрический коэффициент материала, А — площадь
фоточувствительного элемента. Таким образом, фототок оказыва-
ется пропорциональным изменению температуры
is —р Ad(AT)/dt. (2.26)
Легко показать (см., например, [2.80]), что скорость изменения
температуры для материала с теплоемкостью Си и теплопроводно-
стью /С при падающем на него модулированном излучении описы-
вается уравнением
C[idJATl +хД7’ = т)Р(/), (2.27)
dt
где л — доля мощности, перешедшей в теплоту, P(t) —мощность
внешнего излучения, модулированного с частотой о:
Р (/) = Рх exp (j ©/), (2.28)
где Pi — константа, a j = V—1.
Решение уравнения (2.27) дает
Д 7’ = т)Р1 exp (j©/)/(P-|-j©Cff). (2.29)
Таким образом,
d (Д T)/di=j сот] Рх exp (j со /)/(/<+j © Сн), (2.30)
и из (2.26) получаем
ts=j © РА т] Рх exp (j © t)/(K+j © Сн). (2.31)
Среднее значение сигнального фототока
is ср=Я Р APi ©т//2 Сн (1 + ©2 т2)1 /2. (2.32)
где т — константа:
T = CH/K = cpdlA!K. (2.33)
Здесь с — удельная теплоемкость, р<г и I — плотность и толщина
образца соответственно. Строго говоря, модель, учитывающая
время т, справедлива при условиях, когда рассеяние тепла обус-
ловлено только излучением в окружающее пространство и тепло-
проводностью подложки. Этот случай нас и интересует. Среднее на-
пряжение фотосигнала
СР . >
(1 4- ш2/?2 С2)1/2
где Р и С — эквивалентные параллельные сопротивления
кость чувствительного элемента. Отсюда
______________т) р АРг шт R________
Vs ср —1/2 Сн (1 + ю2 т2) V2 (1 -j- ю2 Я2 С2)1/2 ’
(2.34)
и ем-
(2.35)
37
Так как во многих случаях выполняются условия (сот)2^! и
(<о/?С) 2>1 и поскольку
C = ks0A/l (2.36)
(где k — диэлектрическая постоянная материала, во — диэлектри-
ческая постоянная вакуума), то
«зср = ’1РЛ/1/Г2ср(гЛ(1)Л8(). (2.37)
Из выражения (2.37) следует, что для получения больших сиг-
налов необходим материал с большим отношением пироэлектриче-
ского коэффициента к диэлектрической постоянной.
Другие тепловые эффекты. Помимо описанных болометрического и пиро-
электрического тепловых эффектов, существует еще ряд других, пригодных для
использования в фотоприемниках излучения. Они рассмотрены ниже.
Термоэлектрический эффект. Если в электрической цепи, со-
стоящей из двух различных проводников, обычно металлов, нагреть один из
спаев, то на концах цепи появляется напряжение, пропорциональное разности
температур. Этот эффект, лежащий в основе работы термопар, обычно исполь-
зуется в лабораториях для точных измерений температуры. Если разница в
температурах спаев обусловлена излучением, поглощенным одним из них, то
такой прибор может служить фотоприемником. Для увеличения напряжения
фотосигнала несколько термопар обычно соединяют в термобатарею.
Термобатарея для приема излучения изготавливается, как правило, напы-
лением на подложку сначала одного металла, а затем другого, так чтобы об-
разовался открытый для излучения контакт между двумя металлами. Хотя по
сравнению с фотосигналом фотонных приемников получаемый в этом случае
фотосигнал невелик, термоэлектрические фотоприемники обладают такими до-
стоинствами, как простота и отсутствие источника питания. Они полезны для
специальных применений. Обзоры по способам изготовления термоэлектричес-
ких фотоприемников и их свойствам приведены в работах [2.108, 2.109].
Приемник Голе я. Газонаполненный конденсорный
микрофон. Одним из наиболее ранних типов фотоприемников ИК излуче-
ния был приемник Голея, известный также под названием пневматического
ИК-фотоприемника [2.110, 2.11'1]. Он состоит из газонаполненной полости, одна
из стенок которой изготовлена в виде тонкой зачерненной мембраны. Падающее
излучение фокусируется на этой мембране. Излучение, поглощенное мембраной,
приводит к нагреву газа внутри полости и деформации маленького гибкого
отражающего зеркала на противоположной стороне газовой полости. Для реги-
страции сигнала применяется специальная оптическая система, способная обна-
руживать очень малые перемещения зеркала. Хотя приемник Голея широко ис-
пользуется в качестве детектора ИК излучения в лабораторных спектрофото-
метрах, его низкая чувствительность и большая хрупкость ограничивают воз-
можность более широкого применения.
Вторым типом пневматического ИК-фотоприемника является газонаполнен-
ный конденсорный микрофон, принципиально отличающийся от приемника
Голея только способом поглощения внешнего излучения и методом регистрации
выходного сигнала. Вместо оптической системы здесь используется система,
основанная на изменениях электрической емкости. Нагрев газа в камере, вы-
38
званный поглощением излучения приводит к смещению мембраны, которая яв-
ляется обкладкой конденсатора. Изменения емкости, происходящие при этом,
регистрируются специальной усилительной системой. Спектры поглощения раз-
личных газов неодинаковы и, заполняя камеру тем или иным газом, можно по-
лучить приемник, чувствительный лишь к определенным длинам волн. Напри-
мер, приемник, заполненный СОг, может быть использован для определения
концентрации двуокиси углерода в другом неизвестном газе. Дополнительные
сведения по таким фотоприемникам можно найти в [2.112].
Пиромагнитный эффект. Аналогом пироэлектрического эффекта
является пиромагнитный. Он проявляется в материалах, магнитные свойства ко-
торых зависят от температуры. В работе [2.ЫЗ, 2.114] этот эффект был ис-
пользован для детектирования ИК излучения. Амплитудно-модулироваиное из-
лучение, падая на образцы таких материалов, как монокристаллы гадолиния,
поликристаллические МПбОез, FeRh и некоторые другие, вызывает модулирован-
ное во времени намагничивание образцов и появление тока во внешней цепи.
Подобно пироэлектрическому пиромагнитный эффект появляется только при
освещении образца модулированным излучением. Этот эффект не нашел широ-
кого применения.
Эффект Нернста. Этот эффект наблюдается в образцах с градиентом
температуры, помещенных в магнитное поле. Условия его возникновения ана-
логичны условиям для фотоэлектромагнитного эффекта; излучение, падающее
на поверхность образца, в котором магнитное поле направлено перпендикулярно
к падающему излучению, вызывает появление разности потенциалов в направле-
нии, ортогональном направлению магнитного поля и вектору Пойнтинга. Как
•тмечено в [2.115], это может привести к определенным недоразумениям при
сравнении ФЭМ. эффекта и эффекта Нернста. В работе [2.1116] получены урав-
нения, связывающие величину фотосигнала в эффекте Нернста с параметрами
материала. Для изготовления неохлаждаемого фотоприемника авторами были
использованы Bi и Bi97Sb3. Как и другие неохлаждаемые тепловые фотоприем-
ники излучения, последний обладал невысоким быстродействием. Однако авторы
считают, что быстродействие таких фотоприемников может быть доведено до
микросекунд.
Жидкие кристаллы. Среди трех типов жидких кристаллов только
холестериновые нашли применение в качестве материала для ИК-фотоприемни-
ков. Эти материалы имеют структуру, подобную структуре жидкостей, но их
оптические свойства, обусловленные молекулярным строением, напоминают
свойства твердых тел. Отражающие свойства холестериновых жидких кристал-
лов сильно изменяются при небольших изменениях температуры, вызываемых,
например, ИК излучением, что дает возможность использовать их для прямого
преобразования ИК излучения в видимый свет. Они нашли применение в
лабораторных исследованиях лазерного излучения. Дополнительные сведения
ио этому вопросу изложены в работах [2.117—2.120].
Эвапорограф. Интересны еще два прибора, в одном из которых ис-
пользуется температурная зависимость края области поглощения полупровод-
ника, а во втором, названном эвапорографом, — зависимость толщины тонкой
масляной пленки от температуры. Более подробно эти вопросы изложены
в [2.121].
2.1.3. Эффекты волнового взаимодействия
К третьей важнейшей категории фотоэффектов относятся эф-
фекты, связанные с волновым взаимодействием между электро-
магнитным полем внешнего излучения и материалом фотоприем-
ника. Основными эффектами этого типа являются оптический ге-
теродинный прием и оптические параметрические эффекты. Сюда
же можно отнести явления на переходах Джозефсона и на кон-
тактах металл — окисел металла — металл. Они перечислены в
табл. 2.5 и обсуждаются ниже.
Таблица 2.5
Эффекты волнового взаимодействия
1. Оптический гетеродинный прием
2. Оптические параметрические эффекты:
с использованием суммарной частоты
с использованием разностной частоты
3. Фотоэффект на переходах Джозефсона
4. Прямое детектирование на контакте металл — окисел ме-
талла — металл
Оптическое гетеродинирование. Вообще говоря, оптическое ге-
теродинирование можно отнести как к эффектам волнового вза-
имодействия, так и к фотонным. Поскольку этот эффект определя-
ется взаимодействием между электрическим полем излучения сиг-
нала и полем дополнительного источника излучения, мы отнесли
его к эффектам волнового взаимодействия.
Число свободных носителей тока при освещении полупровод-
ника зависит от числа поглощенных фотонов, которое, в свою оче-
редь, определяется интенсивностью излучения. Квадрат напряжен-
ности электрического поля пропорционален интенсивности света,
и с этой точки зрения фоторезистор или фотодиод можно наз-
вать приборами «квадратичного» типа. В то же время полупровод-
ник при фотовозбуждении можно рассматривать как некий сме-
ситель, в котором электрическое поле излучения соответствующим
образом складывается с самим собой. Смешение происходит и в
том случае, если в полупроводнике поглощаются излучения двух
когерентных источников, имеющих различные частоты (длины
волн). Результирующее электрическое поле будет содержать че-
тыре компоненты:
E?t = Е\ cos2 («! t) + cos2 (со21) + Ег Е2 cos [(сох—со2) t] 4-
+ Ег Е2 cos [(<dx + со2) /}. (2.38)
Здесь £i и Е2 — амплитуды, a ©i и сог — угловые частоты двух
электромагнитных волн. Время жизни электронов в полупровод-
нике велико, поэтому на суммарной частоте порядка, скажем,
1014 Гц, фотовозбуждение незаметно. Если же разность частот
много меньше, допустим 1 ГГц, то тогда фотовозбуждение на раз-
40
ностной частоте может наблюдаться, если время фотоотклика до-
статочно мало, например порядка наносекунд.
Оптический гетеродинный приемник состоит из обычного фото-
резистора или фотодиода, освещаемого достаточно интенсивным
излучением лазерного источника, который называется гетеродином.
Частота (длина волны) гетеродина выбирается по отношению к
частоте внешнего источника сигналов когерентного излучения так,
чтобы разностная частота удовлетворяла оговоренному выше ус-
ловию. Для обеих частот, конечно, должно обеспечиваться усло-
вие фотовозбуждения. Тогда слабый когерентный сигнал от внеш-
него источника складывается в приемнике с сигналом гетеродина
и обеспечивает появление разностной частоты (рис. 2.11). Можно
показать, что отношение сигнал-шум для идеального оптического
гетеродина ни от каких параметров материала, за исключением
квантовой эффективности, не зависит. Минимальная обнаружимая
мощность ограничивается только флуктуациями сигнального излу-
чения (режим ограничения флуктуациями сигнала, см. § 2.4). Эта
мощность на несколько порядков меньше, чем для обычных мето-
дов приема с использованием фоторезисторов или фотодиодов, где
предельное значение мощности обусловлено флуктуациями потока
фонового излучения (режим ограничения флуктуациями фонового
излучения, см. § 2.4).
Оптический гетеродинный прием находит практическое приме-
нение в системах, где источником сигнала является лазерное из-
лучение, например в системах оптической связи [2.123] и лазер-
ной локации [2.124]. В работах [2.125, 2.126] приведен обзор те-
ории и экспериментальных результатов. Оптическое гетеродини-
рование обсуждено в обзоре методов когерентного фотоприема
[2.127].
Рис. 2,11. Структурная схема гетеродинного фотоприемника [2.122]
41
Параметрический эффект. Близок к оптическому гетеродиниро-
ванию оптический параметрический эффект, где при смешивании
когерентных лучей сигнального излучения и излучения дополни-
тельного источника появляются колебания суммарной и разност-
ной частот. Параметрический эффект приводит к увеличению ин-
тенсивности слабого сигнального излучения и к изменению его
частоты, в результате чего облегчается возможность регистрации
сигнала с помощью достаточно чувствительного приемника. При па*
раметрическом эффекте можно использовать колебания как сум-
марной, так и разностной частоты, однако больший интерес пред-
ставляет использование суммарной частоты. Детальный обзор этой
области опубликован в [2.128]. Из условия сохранения энергии и
момента вытекает, что результирующая частота генерируемого из-
лучения равна сумме частот сигнала и накачки, а его волновой
вектор представляет вумму волновых векторов складываемых
волн. Для заметного увеличения интенсивности новой волны тре-
буется также, чтобы волны излучения сигнала и накачки были со-
гласованы по фазе. В анизотропных материалах, обладающих дис-
персией (т. е. зависимостью показателя преломления от длины
волны), можно так выбрать направление распространения, чтобы
показатель преломления для обыкновенной волны с одной часто-
той был равен показателю преломления для необыкновенной вол-
ны с другой частотой. В этом случае выполняется условие согласо-
вания фаз и наблюдается значительное параметрическое усиление
интенсивности сигнала.
Кристаллы для параметрического преобразования частоты и
усиления должны иметь нелинейные оптические свойства и быть
прозрачными для волн соответствующих длин. В качестве приме-
ров можно привести кристаллы KDP(KH2PO4) LiNbO3, Ag3AsS3,
HgS, Ag3SbS3, ZnGeP2, которые использовались для преобразова-
ния излучения с длиной волны 10,6 мкм в видимый свет при накач-
ке на длине волны 1,06 мкм [2.129—2.131]. Параметрическое уси-
ление сигнала при согласовании фаз на примере GaAs рассмотре-
но в работе [2.132]. Процесс преобразования с понижением часто-
ты для получения излучения на длине волны 100 мкм с использо-
ванием кристаллов GaAs описан в работе [2.133].
Другие эффекты волнового взаимодействия. Помимо оптичес-
кого гетеродинирования и параметрического эффекта имеются и
другие эффекты волнового взаимодействия, такие как явления на
переходах Джозефсона и на контактах типа металл — окисел ме-
талла — металл.
Фотоэффект на переходах Джозефсона. Этот
эффект наблюдается в структурах на основе тонких пленок ме-
талл — окисел металла — металл, точечных контактах металл —
металл, а также при сжатии сверхпроводников, находящихся при
температурах ниже критической, и обусловлен переходами корре-
лированных электронных куперовских пар через барьер между
двумя свехпроводниками [2.134]. В переходах Джозефсона наблю-
даются как прямой, так и обратный токи. Электромагнитное поле
42
излучения, возвращая электроны куперовских пар в нормальное
состояние, может уменьшить прямой ток туннелирования через пе-
реход. Излучение также влияет и на обратный ток, изменяя ам-
плитуду, частоту и фазу куперовских пар на тыльной стороне пе-
рехода Джозефсона [2.135].
Обычно приемники на эффекте Джозефсона используются толь-
ко на длинах волн около 100 мкм. Теоретически они позволяют ре-
гистрировать единичные фотоны.
Фотодиоды на основе структур металл — окисел
металла — металл. Разработан неохлажденный точечный ИК-
фотодиод, который можно использовать как приемник, имеющий
граничную частоту фотоотклика, равную 1014 Гц [2.136, 2.3138]. Он
представляет собой структуру металл — окисел металла — металл,
в которой электроны из одного металла туннелируют в другой че-
рез слой окисла под действием электромагнитного поля падающей
волны. Структуры МОМ используются как элементы для смеше-
ния излучений двух лазеров с разными длинами волн, обеспечивая
появление суммарной и разностной частот. Чрезвычайно высокое
быстродействие позволяет использовать их в качестве неохлажда-
емых гетеродинных приемников [2.139].
2.2. ШУМЫ ФОТОПРИЕМНИКОВ ИЗЛУЧЕНИЯ
Собственные шумы самого фотоприемника, шум излучения сиг-
нала или шумы электронного тракта фотоприемного устройства ог-
раничивают ту минимальную мощность, которую можно зарегист-
рировать с помощью данной оптико-электронной системы. При тща-
тельной разработке малошумящих электронных приборов можно
добиться, чтобы шум системы был меньше шума на выходе фото-
приемника. Здесь эти вопросы обсуждаться не будут; для знаком-
ства с ними следует обратиться к работе [2.140]. При разработке
оптимального приемника стремятся снизить собственные шумы до
такого уровня, когда минимальная регистрируемая мощность ог-
раничена только шумами излучения. Это возможно не во всех слу-
чаях. Предел, налагаемый шумами, обусловленными флуктуаци-
ями фонового излучения и флуктуациями излучения сигнала, об-
суждается в § 2.4. Данный параграф посвящен собственным шу-
мам фотоприемников. Так как большинство важнейших фотопри-
емников являются полупроводниковыми, основное внимание уде-
лено шумам в полупроводниках. Рассматривается также дробовый
шум, присущий фотоэмиссионным фотоприемникам.
Как правило, будем стремиться дать читателю общее представ-
ление о шумах приемников, не вдаваясь в подробный анализ со-
ответствующих уравнений. Детально эти вопросы изложены в ра-
боте [2.141]. Вместе с тем привести некоторые уравнения, опи-
сывающие зависимость шумов от параметров материала приемни-
ка, совершенно необходимо. Сначала рассмотрим шумы в полупро-
водниковых фотоприемниках, а затем в фотоэмиссионных.
43
2.2.1. Шумы полупроводниковых приемников
При электрическом смещении, приложенном к полупроводнику,
всегда существует некоторый минимальный шум, называемый шу-
мом Джонсона, шумом Найквиста или тепловым шумом. Этот шум
обусловлен хаотическим движением носителей заряда в материа-
ле и определяется диссипативным характером рассеяния энергии.
Мощность шума Джонсона зависит только от температуры и по-
лосы частот, в которой шум измеряется, хотя напряжение шума и
шумовой ток зависят от сопротивления.
Для любых других типов шумов существует зависимость мощ-
ности шума от приложенного напряжения. Эти шумы складыва-
ются (квадратично) с шумом Джонсона и их можно отнести к
числу избыточных. Существует три основных типа избыточных
шумов. Первый, поддающийся анализу, наблюдается в фоторез'и-
сторах и называется генерационно-рекомбинационным (ГР) шу-
мом. Второй тип шумов, также поддающийся точному анализу,
наблюдается в р-п переходах и диодах с барьером Шотки и на-
зывается дробовым шумом диффундирующих носителей заряда
или просто дробовым шумом. Третий тип шумов не поддается точ-
ному анализу; он называется шумом типа 1//, так как его спектр
в области низких частот аппроксимируется зависимостью вида 1/f.
Коснемся только основных типов шумов, присущих распростра-
ненным фотонным детекторам ИК излучения. Шумы тепловых при-
емников излучения, такие как температурный шум болометров,
здесь рассматривать не будем. Исключены из рассмотрения и шу-
мы, присущие лавинным процессам, а также шумы в фототранзи-
сторах. Опущен анализ шумов, возникающих вследствие модуля-
ции проводимости при захвате носителей на медленные поверхно-
стные состояния. Шумы, связанные с дискретной природой распре-
деления примесей в фоторезисторах и фотодиодах, также не рас-
сматриваются. По этим вопросам читателю следует обратиться к
хорошо известным работам по шумам [2.141—2.146].
Шум Джонсона. Шум Джонсона присущ всем резистивным ма-
териалам, включая полупроводники. Он наблюдается и в отсут-
ствие электрического смещения и проявляется в виде флуктуаций
напряжения или тока (в зависимости от принятой схемы измере-
ний). Имеется несколько различных подходов при анализе этого
шума, выходящих за пределы настоящего обзора. Наиболее инте-
ресной является модель, представляющая шум Джонсона как од-
номерное излучение абсолютно черного тела (см. [2.147]). Сред-
ний квадрат мощности шума Джонсона в полосе частот измери-
тельного тракта В
PN = kTB, (2.39)
где k — постоянная Больцмана, Т—абсолютная температура об-
разца. Напряжение холостого хода Vn и ток короткого замыка-
ния записываются в виде
44
vN = (4kTRB)l/2,iN = (4kTB/R)i/2, (2.40), (2.41)
где R — сопротивление образца.
Генерационно-рекомбинационный шум. Генерационно-рекомби-
национный шум обусловлен флуктуациями скоростей тепловой гене-
рации и рекомбинации свободных носителей заряда в полупровод-
нике, т. е. флуктуациями средней концентрации носителей тока. Ес-
ли сопротивление образца флуктуирует во времени, то при проте-
кании через него тока наблюдаются флуктуации напряжения на об-
разце. Иногда термин «ГР шум» применяют к шуму, обусловлен-
ному флуктуациями фонового излучения, поскольку (позднее это
будет показано) последние тоже приводят к флуктуациям концен-
трации носителей вследствие флуктуаций скорости фотогенерации
носителей тока. Далее будем полагать, что флуктуации концентра-
ции, приводящие к ГР шуму, обусловлены только тепловыми про-
цессами.
Исследование ГР шумов продолжается около 40 лет. Особен-
но быстро теория этого явления развивалась в 1950—1960 годах
благодаря фундаментальным работам Ван-дер-Зила [2.142, 2.143,
2.148] и других авторов [2.149—2.153], а также [2.154] примени-
тельно к приложениям теории к фотоприемникам ИК излучения.
В зависимости от свойств полупроводника возможны различные
аналитические выражения для ГР шума. Чаще всего используют-
ся выражения для ГР шума в полупроводнике с примесной или
близкой к собственной проводимостью.
Рассмотрим сначала простой полупроводник с примесной про-
водимостью. Источником электронов или дырок в этом случае яв-
ляется единственный примесный уровень. Тогда флуктуации чис-
ла свободных носителей связаны с флуктуациями скорости их ге-
нерации и рекомбинации на этом уровне. Если предположить, что
температура образца столь низка, что число термически ионизиро-
ванных примесных центров" очень мало (что справедливо для боль-
шинства охлаждаемых фотоприемников с примесной проводимо-
стью), то напряжение холостого хода для ГР шума vn и шумовой
ток короткого замыкания iN можно записать как
2/в [т B/7V0 (1+®2 т2)]1/2, (2.42)
vN = iN R = 21в R [т B/No (1 + co2 т2)]1 /2. (2.43)
Здесь R — сопротивление образца, т — время жизни свободных но-
сителей, А'о— полное число свободных носителей, со—круговая
частота, В — ширина полосы пропускания измерительного трак-
та, 1в — ток смещения.
В качестве второго примера рассмотрим полупроводник с про-
водимостью, близкой к собственной; поскольку уровни примесей
расположены вблизи соответствующих зон, то при рабочих тем-
пературах их можно считать полностью ионизированными. В этом
случае флуктуации концентрации свободных носителей тока обу-
словлены собственной генерацией, при которой за счет тепловой
энергии кристаллической решетки образуются электронно-дыроч-
45
ные пары. Как правило, из-за наличия примесей р- или n-типа кон-
центрации электронов и дырок не равны между собой. В этом
случае напряжение холостого хода ГР шума Vn и шумовой ток ко-
роткого замыкания In имеют вид
iN^iB [JlHLI [(.............11/2, (2.44)
1(*^ + Г)] [\ЛГ + рУ (1+й)2т2) ] '
•D Of пПЖ) 117 w \ тВ 11/2
vn = inR = 2IbR -----1-------- . (2.45)
L(&tf + P)J 4-p/(l+<oW
Здесь b — отношение подвижностей электронов и дырок, N — пол-
ное число электронов, Р — полное число дырок в образце, т —
время жизни свободных носителей (в предположении, что оно оди-
наково для электронов и дырок), В — ширина полосы пропуска-
ния измерительного тракта.
Если электронов существенно больше чем дырок, а их подвиж-
жость превышает подвижность дырок (что, как правило, и наблю-
дается), то (2.44) и (2.45) можно записать в виде
iN = (2IB/N) [Р т В/( 1 + со2 т2)]«/г, (2.46)
uN = (2IB R/N) [Р т ВЦ1 + со2 т2)]’Я (2.47)
Дробовой шум. Следующим видом шума, который обнаружи-
вается в фотодиодах, является дробовой шум. Для диода можно
записать уравнение
7 = 70 [exp (qV/kT)-1], (2.48)
где I — ток через диод, /о — ток насыщения при обратном сме-
щении, V — приложенное напряжение, q — заряд электрона, k —
постоянная Больцмана, Т — абсолютная температура.
Шумовой ток короткого замыкания
/Л, = 1(2<7/ + 4970)Др/2, (2.49)
где В — ширина полосы пропускания измерительного тракта. Соп-
ротивление диода при нулевом смещении, т. е. наклон вольт-ампер-
ной характеристики
R = kT/qIa. (2.50)
Тогда при нулевом смещении ток 7=0 и выражение (2.49) прини-
мает вид
iN = ^kTBlRyP (2.50а)
и полностью совпадает с выражением для шума Джонсона. При
достаточно большом обратном смещении 7=—/о, и выражение
(2.49) приобретает вид
i\ = (2<770B)'/2. (2.51)
Эта формула для шумового тока короткого замыкания при дробо-
вом шуме используется наиболее часто.
46
Шум типа 1/f. Третьим видом шума является шум типа 1/f,
амплитуда которого обратно пропорциональна частоте. Общий вид
выражения для шумового тока
(2.52)
где Ki — коэффициент пропорциональности, 1в — ток смещения,
В — ширина полосы пропускания измерительного тракта, f—ча-
стота, а — константа порядка 2, 0 — константа порядка 1.
Шум типа 1/f обычно проявляется в детекторах ИК излучения
на низких частотах. На высоких частотах амплитуда этих шумов
становится меньше, чем амплитуда одного из белых шумов, у ко-
торых отсутствует зависимость от частоты, таких как шум Джонсо-
на, ГР шум и дробовой шум. Обычно появление шумов типа 1/f
связывают с наличием потенциальных барьеров на контактах, в
объеме или на поверхности полупроводника. Для монокристалли-
ческих полупроводников с омическими контактами эти шумы в
основном связаны с процессами на поверхности. Уменьшение шу-
мов типа 1/f до приемлемого уровня определяется процессами при-
готовления контактов и обработки поверхности образцов.
Результирующий шум фотоприемника. На рис. 2.12 показан
идеализированный спектр шума фоторезистора в отсутствие осве-
щения. На низких частотах преобладает шум типа 1/f, в
области средних частот доминирует ГР шум, а на высоких часто-
тах шум Джонсона. Частоты перехода от одного типа шума к дру-
гому изменяются в зависимости от типа полупроводника, легиро-
вания, технологии изготовления, но для ИК-фотоприемников, гру-
бо говоря, они составляют! кГци1 МГц.Следовательно, чувстви-
тельность наиболее широко применяемых фоторезисторов в важ-
нейшей области частот (за исключением режима ограничения
флуктуациями фонового излучения) ограничена ГР шумами.
2.2.2. Шумы фотоэмиссионных приемников
В фотоэмиссионных приборах наблюдается дробовой шум элект-
ронной эмиссии. Выражение для шумового тока в отсутствие ос-
вещения аналогично выражению для дробового шума в полупро-
водниках:
iw=(2^Z0B)>/2, (2.53)
где q — заряд электрона, а В — ширина полосы пропу-
скания измерительного тракта. В фотоэмиссионном приборе /о
представляет собой темновой ток фотокатода. Он может быть свя-
зан с термоионной эмиссией, с эмиссией в сильном электрическом
поле или утечками от анода к катоду. В этих приборах может на-
блюдаться шум типа 1/f (шум мерцания), спектр которого подобен
спектру шума типа 1/f для полупроводника. За дополнительными
сведениями читателю следует обратиться к работе [2.155].
47
2.3. ХАРАКТЕРИСТИКИ ФОТОПРИЕМНИКОВ
Чтобы сравнивать фотоприемники между собой, необходимо
ввести определенные параметры, которые описывали бы зависи-
мости сигнала и отношения сигнал-шум фотоприемника от длины
волны и мощности внешнего излучения. Разработка этих парамет-
ров потребовала немалых усилий и особенно интенсивно проис-
ходила в 50-х годах в основном благодаря работам Джонса
[2.147]. Этот параграф посвящен обзору основных характеристик
фотоприемников; более детально этот вопрос изложен в [2.156].
Длина волны
Рис. 2.13. Спектральные характери-
стики фоточувствительности иде-
альных фотонного и теплового при-
емников
Рис. 2.12. Шумы фоторезистора
2.3.1. Спектр фотоотклика
Спектральная зависимость фотоотклика, называемая также от-
носительной спектральной чувствительностью, описывает зависи-
мость сигнала на выходе фотоприемника от длины волны падаю-
щего на него излучения и, вероятно, является наиболее важной ха-
рактеристикой.
Необходимо различать два случая: когда относительную спект-
ральную чувствительность определяют, исходя из постоянства чи-
сла фотонов в каждом единичном интервале длин волн, и когда
ее определяют, исходя из постоянства мощности падающего излу-
чения в каждом единичном интервале.
Фотоотклик идеального фотонного приемника, измеряемый при
условии постоянства мощности излучения, линейно растет с уве-
личением длины волны и, пройдя максимум, резко спадает до ну-
ля. Это связано с тем, что в фотонном приемнике фотоотклик про-
порционален числу поступающих на него фотонов, если энергия
последних превышает ширину запрещенной зоны полупроводника
(см. разд. 2.1.1). Для равных значений мощности в единичном ин-
тервале длин волн большая длина волны соответствует большему
числу фотонов. Напротив, в тепловых приемниках, которые реаги-
руют на мощность падающего излучения, а не на число фотонов,
относительная спектральная чувствительность при постоянной
48
мощности излучения в каждом единичном интервале длин волн не
зависит от длины волны. Идеализированные характеристики, со-
ответствующие этим двум случаям, представлены на рис. 2.13.
2.3.2. Чувствительность
Под чувствительностью фотоприемника понимают величину фо-
тосигнала на его выходе, приходящуюся на единицу падающей
мощности. Необходимо специально указывать природу источни-
ка внешнего излучения. Для ИК-фотоприемников говорят либо о
чувствительности по отношению к излучению абсолютно черного
тела (АЧТ), либо о спектральной чувствительности. Температура
АЧТ обычно выбирается равной 500 К. Сигнал на выходе может
измеряться либо в вольтах, либо в амперах. Таким образом, еди-
ницей чувствительности является либо ампер на ватт, либо вольт
на ватт1. Чтобы отметить природу источника, чувствительность обо-
значают либо R(T, f), либо f). Здесь R(T, f) обозначает чув-
ствительность фотоприемника по отношению к излучению абсо-
лютно черного тела с температурой Т, причем частота модуляции
при измерениях выходного сигнала равна f. Аналогично, У? (Л, f) —
чувствительность к монохроматическому излучению с длиной вол-
ны X, модулированному с частотой f.
Таким образом, если на фотоприемник с площадью А от АЧТ
с температурой Т падает модулированное с частотой f излучение,
а напряжение сигнала на его выходе, измеренное на частоте f,
равно vs, то чувствительность приемника к излучению этого АЧТ
7? (Т, f) = vs/P = vs/HA, (2.54)
где Н — освещенность площадки.
Чувствительность является основным параметром и для при-
емников, работающих в видимом диапазоне спектра; здесь едини-
цы измерений могут быть иными. Поскольку стандартной едини-
цей мощности видимого света является люмен, чувствительность
таких приемников, как фотоумножители, выражается в амперах
на люмен. Опять-таки можно говорить о чувствительности по от-
ношению к излучению АЧТ и о спектральной чувствительности.
Обычно для фотоприемников, работающих в видимой области
спектра, температура АЧТ выбирается равной 2870 К.
2.3.3. Параметр D*
Поскольку от шумов приемников ИК излучения зависят их пре-
дельные характеристики, необходимо связать величины фотосиг-
нала и отношения сигнал-шум с мощностью падающего излучения.
Для этого введем не зависящий от площади фоточувствительного
элемента параметр D*, который определим как отношение сигнал-
’ В нашей стране принято обозначать ампер-ваттную чувствительность Si,
а вольт-ваттную — Sv- — Прим, перев.
49
шум в полосе пропускания 1 Гц при мощности падающего излу-
чения, равной единице, отнесенное к корню квадратному из пло-
щади фоточувствительного элемента. Такой параметр можно вве-
сти как при использовании монохроматического источника излу-
чения, так и тогда, когда источником излучения является абсо-
лютно черное тело. В первом случае его обозначают Z)*(X, f, 1),
где X — длина волны монохроматического излучения, f — частота
Пороговая длина волны Хо» мкм
Рис. 2.14. Зависимость отношения
D* тах1^* (500 К) от пороговой
длины волны идеального фотонного
приемника
модуляции излучения, а 1 озна-
чает единичную полосу пропу-
скания измерительного тракта.
Аналогично, если источником
излучения во время измерений
является абсолютно черное те-
ло с температурой Т (обычно
500 К), этот параметр фото-
приемника обозначают D*(T,
f, 1). Если нет специальной ого-
ворки, то при этом полагают,
что апертурный угол фотопри-
емника составляет 2л ср. Раз-
мерность параметра D* —
см-Гц1/2-Вт-1. Соотношение
между D\ для различных длин
волн и D* (500 К) идеального
фотонного приемника показано
на рис. 2.14. Для идеального теплового приемника D\ =D(T) при
любых температурах и длинах волн.
Общее выражение для введенного нами параметра
D* = [(Ad BW2/P](vs/vn),
(2.55)
где Ad — площадь фоточувствительного элемента, см2, В — шири-
на полосы пропускания измерительного тракта, Гц, (ys/vN)—от-
ношение напряжений фотосигнала и шума (шум измеряется в по-
лосе частот, равной В), а Р — мощность внешнего излучения, Вт.
[Если измеряются шумовой ток и фототок, вместо ( vs/vn) вводит-
ся отношение (is/iw)]. Значения D*, измеренные для излучения мо-
нохроматических источников с различными длинами волны или
для излучения АЧТ с различными температурами, будут отличать-
ся друг от друга.
2.3.4. Параметр D**
В качестве характеристики фотоприемников, работающих в ре-
жиме ограничения флуктуациями фонового излучения, Джонс
[2.157] ввел параметр £)**. Как будет показано в § 2.4, зависимость
D* от апертурного угла, ограничивающего фоновое излучение, имеет
вид
D* (9) = D* (2n)/sin0,
(2.56)
50
где D*(Q) —значение параметра D*, полученное при условии, что
апертурный угол можно представить как половинный угол при
вершине конуса, равный 0, а /)*(2л)—значение параметра D* то-
го же фотоприемника, но с полусферическим апертурным углом.
Параметры D** и D* идеального фотоприемника связаны соот-
ношением
£>** = £>* sin 6. (2.57)
Для полусферического апертурного угла D** — D*. Размерность
D* *—см • Гц1/2 • ср1/2 • Вт-1.
2.3.5. Мощность, эквивалентная мощности шума
Параметр D* играет ведущую роль при описании предельных
характеристик ИК-фотоприемников. Однако для характеристики
оптических фотоприемников применяется также и параметр, на-
зываемый мощностью, эквивалентной мощности шума — NEP
(Noise Equivalent Power). NEP представляет собой мощность излу-
чения сигнала, которая обеспечивает отношение сигнал-шум в фо-
топриемнике, равное 1, для данных полосы пропускания измери-
тельного тракта, апертуры и площади фоточувствительного эле-
мента.
Таким образом, D* и NEP связаны соотношением
NEP = (AdB)V2/D*. (2.58)
Аналогично D*, NEP определяют по отношению к монохрома-
тическому излучению или по отношению к излучению абсолютно
черного тела. Измеряется NEP в ваттах.
2.3.6. Обнаружительная способность
Обнаружительная способность определяется как отношение
сигнал-шум фотоприемника на единицу падающей мощности и име-
ет размерность (Вт)-1. Таким образом, это величина, обратная
NEP. Обнаружительную способность часто путают с параметром
D*. Но мы под обнаружительной способностью будем понимать
значение отношения сигнал-шум на единицу падающей мощности.
2.3.7. Частотная зависимость, время фотоотклика,
постоянная времени, f*
Этими параметрами описывается реакция фотоприемника на
модулированный световой сигнал. Как следует из самого назва-
ния, частотной называется зависимость выходного сигнала (фото-
тока или напряжения) от частоты модуляции внешнего излучения.
Многие приемники обладают «идеальной» частотной зависимо-
стью, когда в некотором диапазоне частот выходной сигнал не за-
висит от частоты, скажем от нуля до единиц мегагерц, а далее сиг-
51
нал изменяется обратно пропорционально частоте. Уравнение, опи-
сывающее такую зависимость, имеет вид
»s = fso/[l + (2 л/г)2]’/2, (2.59}
где Vso — напряжение фотосигнала на нулевой частоте, f — часто-
та, т — время фотоотклика, которое часто называют постоянной
времени фотоприемника. Как видно,
т—1/2л/3дб, (2.60)
где /здБ —частота, при которой мощность фотосигнала на 3 дБ
меньше мощности фотосигнала на нулевой частоте, при этом на-
пряжение фотосигнала соответствует 0,707 Vso.
Параметром т иногда пользуются, чтобы описать реакцию фо-
топриемника на импульсное излучение. Если времена нарастания
и спада импульсов внешнего излучения настолько малы, что им-
пульсы можно представить как прямоугольные, то под т понима-
ют время, в течение которого фотосигнал успевает возрасти до
63% [т. е. в (1—е-1) раз] от своего максимального значения, или
уменьшится до 37% [т. е. в е-1 раз] от своего максимального зна-
чения.
Для многих фотонных приемников параметр D* в области низ-
ких частот не зависит от частоты, но выше некоторого критическо-
го значения f убывает обратно пропорционально частоте. Борелло
[2.158] назвал эту частоту граничной частотой f*. Он показал, что
произведение D*f* является постоянной величиной, определяемой
сечением захвата фотонов и той минимальной частотой, которая
необходима для поглощения фотона в данном материале. Произ-
ведение D*f* часто используют при оценке фотонных приемников
излучения.
2.3.8. Спектр шума
Во многих случаях полезно знать, как шум фотоприемника из-
меняется с частотой. Зависимость напряжения шума или шумово-
го тока от частоты называется спектром шума. Поскольку различ-
ные типы шумов по-разному зависят от частоты, то по виду спек-
тра можно определить, какой тип шума преобладает в данном фо-
топриемнике. Вместе с тем, спектр шума и частотная зависимость
фотоотклика (т. е. спектр сигнала) дают возможность вычислить
частотную зависимость отношения сигнал-шум, т. е. определить
зависимость D* от частоты.
2.4. РЕЖИМ ОГРАНИЧЕНИЯ ФЛУКТУАЦИЯМИ СИГНАЛА
И ФЛУКТУАЦИЯМИ ФОНОВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Наилучшие параметры оптических и ИК-фотоприемников до-
стигаются в отсутствие шумов усилителя, собственных шумов при-
емника, а также внешнего фонового излучения. При этих условиях
любое изменение выходного сигнала будет вызвано только изме-
52
нением потока фотонов от источника сигналов. Такой режим на-
зывается режимом ограничения флуктуациями сигнала (режимом
ОС), поскольку в этом случае лишь случайный характер процес-
сов испускания фотонов ограничивает ту минимальную мощность,
которая может быть обнаружена данным фотоприемником.
В большинстве случаев приемники работают не в режиме ог-
раничения флуктуациями сигнала, а в режиме ограничения флук-
туациями фонового излучения (режим ОФ), который называют
также режимом ограничения фотонным шумом или режимом
BLIP (Background Limited Infrared Photodetector). Излучение,
падающее на фотоприемник, состоит из излучения сигнала и из-
лучения фона. Если бы в фоновом излучении отсутствовали флук-
туации, сигнал от источника было бы легко выделить из суммар-
ного сигнала, определяемого источником и фоном. Поскольку та-
кие флуктуации, обусловленные случайным характером испуска-
ния фотонов, всегда присутствуют, сигнал источника приходится
сравнивать с шумами, вызванными фоновой засветкой.
Источником фонового излучения, с которым чаще всего прихо-
дится сталкиваться, являются объекты, имеющие комнатную тем-
пературу 295 К (ее часто принимают равной также 290 или 300К).
Сюда относится фон излучения Земли, различные объекты на по-
верхности Земли, детали конструкции фотоприемников. Максимум
теплового излучения тела с температурой 295 К лежит вблизи
10 мкм; четверть всей энергии фонового излучения приходится на
область длин волн до 10 мкм, а три четверти— на область длин
волн больше 10 мкм. Таким образом, для приемников ИК излу-
чения предел чувствительности связан с флуктуациями фонового-
излучения, в то время как для приемников видимого и ультрафи-
олетового излучений этот предел, как правило, обусловлен флукту-
ациями излучения сигнала.
Ниже дан подробный, хотя и не во всем исчерпывающий, ана-
лиз режимов ограничения флуктуациями сигнала и фонового из-
лучения. Поскольку тепловые приемники реагируют на мощность
излучения, к ним этот анализ применять нельзя. Соответствующее
рассмотрение режима ограничения флуктуациями фонового излу-
чения для тепловых приемников проведено в работе [2.159].
2.4.1. Режим ограничения флуктуациями сигнала
Рассмотрим фотодиод, освещаемый монохроматическим излу-
чением с длиной волны 1. Фототок короткого замыкания можно
записать [см. (2.18)] в виде
iso = r\qNx, (2.61)
где г] — квантовая эффективность, q— заряд электрона, W— чис-
ло фотонов, поглощаемых в единицу времени. Если собственными
шумами фотоприемника можно пренебречь, а фоновое излучение,,
попадающее на фотоприемник, также пренебрежно мало, то шу-
53'
мовой ток на выходе просто равен шумовому току короткого за-
мыкания [см. (2.51)], т. е.
iw = [2<7iSo В]1/2, (2.62)
где В — ширина полосы пропускания измерительного тракта. От-
сюда отношение сигнал-шум
iso/iw = (ri W2B)'/2. (2.63)
Для Nх воспользуемся выражением [см. (2.10)]
NK = P^/hc, (2.64)
где Рц,— мощность внешнего излучения с длиной волны X, h — по-
стоянная Планка, с — скорость света. Тогда
P^(2hcB/Kri)(is0/iN)2. (2.65)
Из выражения (2.65) следует, что при отношении сигнал-шум,
равном единице, минимальная обнаружимая мощность приемника
равна отношению удвоенной энергии фотона к квантовой эффек-
тивности. В реальной ситуации для регистрации фотона наблюда-
тель может затратить лишь некоторое конечное время. Поэтому
должна существовать достаточно высокая вероятность того, что
при данной средней скорости искускания фотонов по крайней ме-
ре один фотон за время наблюдения будет испущен источником из-
лучения сигнала. Для вычисления этой вероятности воспользуем-
ся распределением Пуассона
р (N) = (N)n ехр(—N)/Nl, (2.66)
где p(N)—вероятность того, что за ^ремя наблюдения происхо-
дит N актов испускания фотонов, a N — среднее число актов ис-
пускания в единицу времени.
Пусть вероятность обнаружения каждого из N испущенных и
попавших на фотоприемник фотонов равна 0,99. Это совершенно
эквивалентно утверждению, что вероятность не обнаружить ни
один фотон за данный интервал времени равйа 1%, т. е.
р(0) = ехр(—Л?) = 0,01 (2.67)
или $ = 4,61. Другими словами, среднее чйсло фотонов, которое
можно обнаружить за время наблюдения, должно быть равно, по
крайней мере, 4,61, если вероятность их обнаружения составляет
не менее 99%.
Этот результат можно связать с значением минимальной об-
наружимой мощности. Так как энергия одного фотона равна hclK
минимальная обнаружимая мощность, соответствующая 99%-ной
вероятности обнаружения фотона за время Наблюдения то,
Ль тщ = 4,61/тД|], (2.68)
где т| — квантовая эффективность детектора. Например, если
Х=1 мкм, т) = 1, а время наблюдения составляет 1 с, то Р^ ,тгп =
= 9,15-10~19 Вт. При измерениях чаще пользуются не временем
54
наблюдения то, а понятием ширины полосы пропускания измери-
тельного тракта В. Можно показать, что ширина полосы В соот-
ветствует величине, обратной 2то, т.е.
Px,min = 9,22hc B/vfr (2.69)
соответствует минимально обнаружимой с вероятностью 99% мо-
щности излучения. Заметим, что в выражения для Рк ,TOin не вхо-
дит площадь фоточувствительного элемента и Px.min линейно за-
висит от ширины полосы В, что и отличает рассмотренный случай
от режима ограничения флуктуациями фонового излучения или
собственными шумами фотоприемника *.
Если источником сигнала вместо монохроматического источни-
ка является абсолютно черное тело, то выражение для минималь-
но обнаружимой мощности имеет вид (см. [2.159])
g 99 д Г 00 / 00 М (v> T<Adv
Pr,min~~~— J M(v,Ts)dv / f fc- s)-------- . (2.70)
П Lv. / v. Av J
При этом предполагается, что в интервале от vo до оо значение
т] не зависит от длины волны. Здесь М(у, Ts) представляет собой
функцию распределения Планка для излучения АЧТ с температу-
рой Тд. Часто vo соответствует длинноволновой границе чувстви-
тельности фотоприемнйка. Выражение для A4(v, Ts) имеет вид
М (v, 7^) =* 2 я h va/c* [exp (h v/kTs)—1] (2.71)
В табл. 2.6 приведены значения Рт, min для различных Хо при Ts=
= 500 К, n=l,B=l tn.
Таблица 2.6
Минимально обнаруживаемая мощность идеального приемника (д = 1) в режиме
ограничения флуктуациями (7\ = 500 К) как функция пороговой длины волны Хс
Ло, мкм 1,0 1,5 2,0 3,0 4,0 10,0 оо
Рт, min, Вт 1,0-ю-9 2И0-13 2,8-10—1в 5-10—27 7,8-Ц)-^ 4,4-10—19 1,7-10—*•'
1 Рассматривая синусоидально модулированное излучение и пренебрегая
членами, содержащими вероятность обнаружения за время наблюдения по край-
ней мере одного фотона, авторы работы [2.19] получили выражение, аналогич-
ное (2.69), но содержащее Множитель, равный 2,83 для идеального фотоэмисси-
онного или фотогальванического детектора и 5,66 для фоторезистора. Аналогич-
ное выражение можно вывести для оптического гетеродинного приемника (см.,
например, работу [2.125]), Ио численный множитель здесь будет равен 1 для
фотоэмиссионного приемника и обратносмещенного фотодиода, в то время как
для фоторезисторов и фотогальванических приемников он равен 2. Эта разница
в числовых множителях обусловлена различием исходных положений.
55
2.4.2. Режим ограничения флуктуациями фонового излучения
Зависимость D* от длины волны излучения и температуры аб-
солютно черного тела. Значения предельных параметров для
фотонных приемников в режиме ограничения флуктуациями фоно-
вого излучения зависят от спектральных распределений излуче-
ний цели и фона, области спектральной чувствительности прием-
ника, его температуры, принципа действия фотоприемника и апер-
туры, в пределах которой приемник принимает фоновое излучение.
Сначала рассмотрим случай монохроматического источника. Для
вычисления D\ в зависимости от флуктуаций фонового излуче-
ния необходимо приравнять среднее число фотонов, поступающих
на приемник от источника сигналов и источника фона. Среднее чи-
сло фотонов с частотой v, попадающих от источника фонового из-
лучения на фоточувствительный элемент с площадью А, равно
NbA, причем
Adv, (2-72)
п V
где Тв — температура источника фонового излучения, M(v, Тв)—
функция распределения Планка для фонового излучения.
Дисперсия флуктуаций числа фотонов Nb
о2 = NB exp (й v/k Тв)/[ехр (h v/hТв)~ 1]. (2.73)
Среднее квадратическое значение флуктуации числа носителей,
фотогенерированных таким фоновым излучением,
PN(f)= j i](v)o2dv = 4 j i)(v)
V0 V0
_Л1(у,7в)ехР№)
Av [exp (hv/kTB) — 1]
где vo=ftc/Xo — частота, соответствующая длинноволновому поро-
гу Ло фотоприемника, a t](v) —частотно-зависимая квантовая эф-
фективность.
Число носителей тока, возбужденных излучением монохромати-
ческого источника сигналов мощности P%,s,
Ns = П (vs) Px.slh vs, (2.75)
где т] (vs) — квантовая эффективность на частоте vs-
Средний квадрат флуктуаций в полосе В равен корню квад-
ратному из среднего квадрата флуктуаций, умноженному на 2 В.
Тогда для сигнала, равного шуму, можно записать:
Ns=[2BPN(f)]^. (2.76)
Комбинируя выражения (2.72) — (2.75), получаем
hvs D 7 Т](у)2лу2ехр (ftv/feTB)dvp/2
S,min n(vs) (. j c2 [exp (hv/k TB)—1]2 j
56
Параметр D* можно найти, разделив Рв,тгп на (ЛВ)1/2:
р-_____________________________________________
г со 4 лт| (v) v2 exp (h v/k TB) d v 11/2 *
h Vs |v! c2 [exp (ft v/ft TB)—I]2 J
При hvsIkT^ 1 выражения (2.77) и (2.78) упрощаются:
ftvs(2^?/BB)i/2 he (2 ABNB)l/2
S'min n(vs) bSn(v$)
Dl = n(vs)/hvs(2NBy^.
(2.78)
(2.79)
(2.80)
Зависимость D*x от длинноволнового порога чувствительности
приемника, вычисленная по формуле (2.78) в работе [2.160], пред-
ставлена на рис. 2.15.
Можно показать (см. [2.159]), что в случае, когда источником
сигнала является абсолютно черное тело с температурой Тв, для
параметра D* справедливо следующее уравнение:
* Л (v) М (v, Ts) d v
D*(TS) =
~ 4 nr] (v) v2 exp (ft v/k TB)dv ) V2
4 c2 [exp (ft v/ft TB)—I]21
(2.81).
Аналогично, при условии hvofkT^A, где Vo—частота, соответ-
ствующая длинноволновой границе чувствительность фотоприемни-
ка, выражение (2.81) упрощается:
£>* (Ts) = Gn (vs)//i vs (2 Л^в)^2,
где G определяется по формуле
hvs 7 t](v)A1(v,Ts) dv
oTs^fys) Vo hv
(2.82)
(2.83)
Зависимости G от значения длинноволнового порога чувстви-
тельности фотоприемника Хо для трех температур источника фоно-
вого излучения Тв показаны на рис. 2.16.
Зависимость D* от других параметров. В предыдущем подраз-
деле предполагалось, что шум фотоприемника связан только с
флуктуациями скорости генерации носителей тока, обусловленны-
ми флуктуациями числа фоновых фотонов, падающих на фоточув-
ствительную площадку. Влияние рабочей температуры и принцип
действия фотоприемника не учитывались. Проанализируем теперь
зависимость D* от типа фотоприемника, его рабочей температуры
и апертурного угла. Покажем, что D* изменяется не более, чем в
2 раза для приемников различных типов и может увеличиваться за
счет уменьшения апертурного угла.
Тип фотоприемника. В предыдущих вычислениях пред-
полагалось, что флуктуации выходного сигнала фотоприемника
вызваны лишь флуктуациями числа носителей тока, обусловлен-
57
ними флуктуациями числа фоновых фотонов. Это справедливо для
фотоэмиссионных и фотогальванических приемников, в которых
сигнал определяется движением носителей через барьер на р-п
переходе или границе фотокатода. В фоторезистивных приемни-
ках сигнал связан с изменениями проводимости, которые пропор-
Рис. 2.15. Зависимости параметра D* фотогальванического приемника от поро-
говой длины волны Ло в режиме ограничения фотонным шумом для нескольких
температур Тв фонового АЧТ. Для фоторезистора все значения надо умножить на
0,71 (полусферическая апертура, т] = 1) [2.160]
Пороговая длина волны мкм
Рис. 2.16. Зависимости 6 от пороге*
вой длины волны Хо для АЧТ с раз*
личными температурами при полу-
сферической апертуре [2.3, с. 363]
циональны изменениям концентрации носителей тока. Флуктуа-
ции, обусловленные как генерацией, так и рекомбинацией носите-
лей, приводят к флуктуациям числа свободных носителей заряда.
Можно показать, что мощность шума, определяемого флуктуаци-
ями при рекомбинации носителей, равна мощности шума, обус-
ловленного флуктуациями при их генерации; в этом случае зна-
чение величины в формуле (2.74) необходимо удвоить. По-
скольку Pn([) входит в знаменатель выражения для D*, значения
D* и D*(TS) для фоторезисторов необходимо уменьшить в V~2 раз.
Рабочая температура. Ранее предполагалось, что при
оценке шума существенны только флуктуации числа фотонов, ис-
пускаемых в пределах передней полусферы поля зрения фотоприем-
ника. Если чувствительный элемент приемника имеет ту же тем-
пературу, что и источник фонового излучения, он будет восприни-
58
мать излучение не только от передней полусферы, но и от обрат-
ной. Даже если элемент расположен на подложке, часть излучения,
проникая через нее, будет достигать фоточувствительного элемен-
та. Так или иначе, это обстоятельство необходимо учитывать. Для
большинства фотогальванических приемников область, примыка-
ющая к подложке, удалена от р-п перехода на расстояние, пре-
вышающее сумму длин оптического поглощения и диффузионного
смещения носителей. Поэтому для большинства фотогальваниче-
ских приемников излучением от обратной полусферы можно пре-
небречь
В то же время для фоторезистивных приборов вклад фотонов,
поступающих от обратной полусферы, в шумовой ток может быть
заметным. Это приводит к дополнительному уменьшению D* и
Фотоэмиссионные приемники с полупрозрачным фотока-
тодом также чувствительны к излучению обратной полусферы.
Приборы с непроразрачным фотокатодом это излучение не воспри-
нимают.
Если фоточувствительный элемент охлажден до температуры
существенно более низкой, чем температура источника фонового
излучения, то излучением со стороны обратной полусферы мож-
но пренебречь. В этом случае уменьшения параметров D\ и
D*(TB) фоторезистивных приемников и фотоэмиссионных прием-
ников с полупрозрачным фотокатодом не происходит. При темпе-
ратуре источника фонового излучения 295 К достаточно охладить
приемник до температуры ниже .77 К.
Суммарное влияние рабочей температуры и ти-
па фотоприемника. Выражения (2.78) и (2.81) можно пря-
мо применять для расчета D* и D*(Ts) фотогальванических и фо-
тоэмиссионных приемников с непрозрачным фотокатодом.
Правую часть этих выражений необходимо разделить на два
для фоторезисторов, работающих при температуре, равной темпе-
ратуре источника фонового излучения и для фоторезисторов, ох-
лажденных до температуры, существенно более низкой, чем тем-
пература фона. Те же выражения применимы для охлаждаемых
фотоэмиссионных приемников с прозрачным фотокатодом; если
рабочая температура соответствует температуре фона, то правая
часть должна быть разделена на 1/2?
Апертурный угол фотоприемника. Выражения (2.78)
и (2.81) для D*x, и D*(Tg) в режиме ограничения флуктуациями
фонового излучения были получены для фотоприемников с апер-
турным углом 2л ср или, иными словами, с полусферическим по-
лем обзора. При уменьшении апертурного угла за счет использо-
вания охлаждаемой диафрагмы фоновый шум можно уменьшить.
Таким образом, D*K и D*(TS) зависят от апертурного угла. В ра-
боте [2.159] показано, что эта зависимость имеет вид
D;(0) = D;(2n)/sin 0, (2.84)
£>* (Ts, 0) = D* (7's, 2 n)/sin d. (2.85)
59
Рис. 2.17 Увеличение и D*(TS) в режиме ограничения Рис. 2.18. Зависимости £)*% от пороговой длины волны
фотонным шумом в приемнике с охлаждаемой апертур- для нескольких апертурных углов фоторезистора в режиме
ной диафрагмой [2.3, с. 36] ограничения флуктуациями фонового излучения. Темпера-
тура фонового АЧТ 290 К
где 0 — половинный апертурный угол поля. Заметим, что при ис-
пользовании параметра D** (см. разд. 2.3.4) необходимость уче-
та апертурного угла фотоприемника отпадает.
Возрастание значений параметров и Z)*(Ts) при умень-
шении апертуры показано на рис. 2.17. На рис. 2.18 представлена
зависимость £>*л от Хо и апертурного угла для охлаждаемого при-
емника, работающего в режиме ограничения флуктуациями фоно-
вого излучения. Температура источника фонового излучения рав-
на 295 К.
2.4.3. Совместный анализ режимов ограничения
флуктуациями сигнала и флуктуациями фонового излучения
Полезно рассмотреть предельные значения фотоприемника
при совместном влиянии флуктуаций сигнала и фонового излуче-
ния. Поскольку зависимости D* от площади фоточувствительно-
10'
10’
10'
10"
н
«э
10“
10“
10"
0,1 0,2 0,5 1,0 2,0 5,0 10 X, mkm,w 0,1 0,2 0,5 1,0 2,0 5,0 10 20
X, мкм
Рис. 2.19 Рис. 2.20
Рис. 2.19. Спектральные зависимости минимально обиаружимой мощности при
монохроматическом источнике сигналов в режиме ограничения шумом, связан-
ным с флуктуациями как сигнального (SFL), так и фонового (BFL) излучений,
для двух значений площади фоточувствительного элемента и двух полос про-
пускания измерительного тракта. Температура фонового АЧТ 290 К. Апертура
полусферическая. Пороговая длина волны приемника соответствует длине вол-
ны источника сигналов. Тв=29ОК
Рис. 2.20. Спектральные зависимости минимально обиаружимой мощности при
полихроматическом источнике сигналов (АЧТ с Т8=500 К) в режиме ограни-
чения шумом, связанным с флуктуациями как сигнального (SFL), так и фо-
нового (BFL) излучений, для двух значений площади фоточувствительного эле-
мента и двух полос пропускания измерительного тракта. Температура фонового
АЧТ 290 К. Апертура полусферическая
61
го элемента и ширины полосы в том и другом случае различны,
будем вычислять мощность, эквивалентную шуму. На рис. 2.19
представлены спектральные зависимости P-„,min в интервале
0,1 ... .20 мкм, вычисленные для температуры фона 290 К, площа-
ди фоточувствительного элемента 1 см2 и 1 мм2 (площадь прини-
мается в расчет только для режима ОФ), апертурного угла поля
обзора 2л ср (принимается в расчет для режима ОФ) и двух зна-
чений ширины полосы пропускания: 1 и 104 Гц.
Из рис. 2.19 следует, что для обоих полос пропускания все
пары кривых пересекаются в области между 1,0 и 1,5 мкм. Здесь
же приведена кривая P),,min для приемника в режиме ОФ с пло-
щадью 1 см2 в полосе 1 Гц. Для него предельные значения NEP
в области длин волн меньше 1,2 мкм ограничиваются флуктуаци-
ями сигнала. Переход к ограничению флуктуациями фонового из-
лучения происходит на длинах волн, больших 1,2 мкм. Минималь-
ная обнаружимая мощность на длине волны 1,2 мкм и в полосе
1 Гц составляет 1,5-10—18 Вт. В области длин волн, меньших
1,2 мкм, зависимость Р^,пип от X слабая. Для %>1,2 мкм эта
зависимость очень сильная из-за резкого возрастания функции
Планка для АЧТ с температурой 290 К в области коротких длин
волн.
На рис. 2.20 представлены спектральные зависимости мини-
мально обнаружимой мощности для АЧТ с температурой 500 К в
режимах ограничения флуктуациями сигнала и фонового излу-
чения. Расчет сделан для тех же параметров, что и на рис. 2.19.
И на этом рисунке видно, что кривые пересекаются в области
1,0 и 1,5 мкм. Для длин волн Х<1,2 мкм основную роль играет
ограничение флуктуациями сигнала; для более длинных волн пре-
дельные значения параметров определяются флуктуациями фо-
нового излучения.
2.5. ПАРАМЕТРЫ СОВРЕМЕННЫХ ФОТОПРИЕМНИКОВ
ВИДИМОГО И ИК ИЗЛУЧЕНИЯ
При завершении обзора приемников излучения рассмотрим се-
годняшний уровень параметров фотоприемников видимого и ИК
излучения. На рис. 2.21 представлены спектральные зависимо-
сти обнаружительной способности оптических приемников для ди-
апазона 0,1... 1,2 мкм [2.19]. Заметим, что по оси ординат отло-
жены значения не D*, а величины, обратной эквивалентной мощ-
ности шума в полосе 1 Гц. Авторы использовали эту величину,
поскольку они приводят для сравнения параметры фотоумножи-
телей, для которых шум не зависит от площади фотокатода. В
табл. 2.7 указаны соответствующие значения площади фоточув-
ствительных элементов, рассмотренных в работе [2.19]. Читатель
может сам получить значения параметра D* для фоторезисторов
и фотокатодов, умножив обнаружительную способность на корень
62
квадратный из площади фотоприемной площадки. Предел, нала-
гаемый флуктуациями излучения сигнала и показанный на этом
рисунке штриховой кривой (см. подстроечное примечание к разд.
2.4.1), не зависит от площади фоточувствительного элемента при-
емника.
На рис. 2.22 представлены параметры ИК-фотоприемников
для области спектра 1... 1000 мкм, а также показан предел, на-
лагаемый флуктуациями фоновой
засветки для охлаждаемых и
неохлаждаемых фотоприемников
[2.17]. В табл. 2.8 даны дополни-
тельные сведения об этих фото-
приемниках, включая источники -
информации (см. список литера-
туры к табл. 2.8 и рис. 2.21 в кон-
це главы).
----------------------------------------------- QQ
О
о
с
о
ГС
го
X
Рис. 2.21. Спектральные зависимости £
обнаружительной способности фоторе- £
зисторов (ФР), фотодиодов (ФД) и *
фотоумножителей (ФЭУ) в интервале &
6,1 ... 1,2 мкм [2.19]. Размеры фоточув- 5
ствительного элемента даны в табл. 2.7. °
Шумы приведены в единичной полосе:
/ — теоретический предел для идеального фо-
топриемника (1/2 V 2hv); 2 — CsTe+сапфир
(ФЭУ); 3 — сложный щелочной катод+ультра-
фиолетовое стекло (ФЭУ); 4 — Ge (ФР) на пе-
ременном токе; 5— GaAs (ФЭУ); 6 — ФЭУ
на основе соединений III—V групп; 7 — лавин-
ный ФД (Si); 8 — Si-фотодиод с р-п переходом;
9 — полевой фототранзистор; 10— Ge (ФР);
11 — CdSe (ФР); 12 — ФД с барьером Шотки;
/3 —Si (ФР); 14 — Ag—О—CS (ФЭУ); 15 - CdS
(ФР); 16 — KBr+LiF (ФЭУ)
Таблица 2.7
Площадь чувствительного элемента для приемников, представленных
на рис. 2.21
Приемник Площадь, см8 Приемник Площадь, см8
CdS-фоторезистор 1,0 Si-фоторезистор 0,25
CdSe-фоторезистор 1,0 Si-лавинный фотодиод 0,07
Si-фотодиод с барьером Ge-фоторезистор 0,20
Шотки 0,03 Ge-фоторезистор на пе-
Si-фотодиод с р-п пере- 0,25 ременном токе 2,4.10-*
ходом Фотоумножители 1,0
63
Автор считает своим долгом выразить признательность доктору
Р. Е. Петерсону и доктору С. Т. Лиу за интерес, проявленный
ими к настоящей работе. Он высоко ценит помощь Дианы Эл-
лрингер в подготовке графического материала, а также поддерж-
ку фирмы Honeywell.
Длина волны, мкм
Рис. 2.22. Спектральные зависимости £)** фотоприемников в интервале
1 ... 1000 мкм [2.17]:
I _ теоретический предел в режиме ОФ, Тв=295 К; апертура 2лср (1, 2]; 2 — теоретический
предел для тепловых фотоприемников в режиме ОФ, Тв=295 К [1, 2]
64
Параметры современных приемников И К излучения |2.17]
Таблица 2.8
Материал Тип приемника Максимальная температура выхода в режим ОФ, К Рабочая температура» К Ло» МКМ D**. , см-Гц'/2х Х*ср‘/2/Вт Постоянная врем’ни, с Источник информа- ции Примечания
ATGS Ge: Ga(Sb) Пироэлектрический Болометрический — 300 1,65 - 2-10- 1,22-10“ г мо-» [10) [7] Оптималь-
InSb Болометрический терми- стор Термопара Болометр на <горячих> — 295 295 4,2 60...200 1,98-10» 1,1-10» 3-10“ ыо-»„. ...5-10-» 1,3-lOr-» .. 3-10-» " 2-10-'... И [3,4] [16] ная частота модуляции 200-500 Ги D** рассчи-
Ge: В электронах ФР 4,2 108 4,6-10“ ...5-10-’ ыо-» [15] тано для апертуры 60° То же
Ge: Ga Ge: Cu GerCu(Sb) Pbi- xStigTe Hgi-xCdxTe Ge:Hg(Sb) ФР ФР ФР ФД ФР, ФД ФР, ФД ФР ФР 17 17 35 4,2 4,2 4,2 12 4,2 77 77 77 4,2 104 23 23 16 14 10 12 9,6 11 6,8-10“ 2.10“,.- 4-10“ 2-10*® 4-10»’ 1,7-10“ 3-10» ыо“„, ,..6-10“ 3,1-10»» 1,8-10»» 4-10-» з-ю—»... .. мо-« <2,2-10-» мо-».Л .-.МО”» 1,2-10-» 1,5-10-» <2-10-»... ...4.10-’ 8-10-» з ю-»» 2 ,0~» [8] [5,6] [17,21] [6,24] [41 [4,5] [29] [4,6,9] [25,26] [27,28] I"! [5,6] х=0,17...0,20 х = 0,2
3
Окончание табл. 2.8
Материал ТипЗприемника Максимальная температура выхода в режим ОФ, К Рабочая температура, К
Ge:Hg ФР 35 4,2
ФР — 27
Ge: Au ФР 60 77
Ge: Au(Sb) ФР 60 77
InSb ФР, ФД но 77
ФД 77
PbTe ФД — 77
PbS ФР — 77
InAs ФД 77
Lo, мкм О»*, . см-Гц1/2х Хср‘/2/Вт Постоянная времени, с Источник информа- ции Примечания
Н 7-Ю’... 1.10-»... (5,6,17]
...4.10х0 ...3.10-• [9,20,22]
10,5 4«1010 — [23]
6 3-10®... 3.10-» [3,6,17]
...ЫО10 [19,20]
6 6-10» 1,6.10-» [5,6]
5,3 6-Ю10... [4,6]
...Ы0хх 5-10-» [17,18]
4,9 Ь101Х <2.10-» Ц2]
5 8,7.1010 2,5.10-» [14]
3,8 6-1010 3,2-10-» [13]
2,8 7- Ю11 5.10—7 [5,6]
3. Тепловые приемники
Э. Г. Патли'
Гершель обнаружил ИК излучение в 1800 г., используя в ка*
честве приемника -стеклянный жидкостный термометр, который и
принято считать первым тепловым приемником. Недавно было
установлено, что тепловые приемники в качестве теплопеленгато-
ров использовались уже миллионы лет тому назад двумя видами
змей, которые, ощущая небольшую разницу в температуре жерт-
вы и окружающей среды, могли обнаружить и захватить добычу
[3.1]. К таким видам змей относятся гадюки (Crotalidae) и уда-
вы (Boidae). У первого вида ниже глаз имеются особые углубле-
ния, содержащие чувствительные к ИК излучению органы, а у
второго вида чувствительной к тепловому излучению является
область вблизи челюстей. Известно, что эти органы представля-
ют собой приемники излучения теплового типа [3.2, 3.3]. Пред-
полагают, что некоторые насекомые обладают способностью улав-
ливать ИК излучение. С полной достоверностью это установлено
для жуков семейства Melanophila acuminata. Таким образом, на-
секомые и змеи стали использовать тепловые приемники гораздо
раньше людей.
Большинство ИК-фотоприемников можно отнести к одному из
двух типов: 1) тепловым и 2) фотонным. В фотонных приемниках
внешнее излучение вызывает переходы между определенными
энергетическими состояниями кристалла. В тепловых приемни-
ках поглощаемое излучение вызывает увеличение температуры
чувствительного элемента. Это, в свою очередь, приводит к из-
менениям зависящих от температуры свойств детектора. Наблю-
дая эти изменения, тем самым регистрируют ИК излучение. Пер-
вые приемники, применявшиеся Гершелем и другими исследовате-
лями еще в XIX в, были тепловыми, основные типы этих прием-
ников используются и поныне.
При изучении теплового излучения Ньютон применил сте-
клянный термометр. Румфорд и Лесли использовали дифферен-
циальный газовый термометр. Гершель вернулся к жидкостному
термометру, но вскоре последний был вытеснен термопарами
[3.4]. Несколько позже появился первый болометр [3.5]. Сравни-
тельно недавно газовый термометр в составе приемников Голей
[3.6] и Люфта стал снова широко использоваться в спектрофо-
тометрии. Другой широко используемый тип тепловых приемников
базируется на пироэлектрическом эффекте. Для детектирования
излучения предложено использовать еще ряд явлений — от теп-
лового расширения до изменения диэлектрических свойств мате-
риала с температурой.
Интенсивно разрабатываемые тепловые приемники использу-
ются также в системах формирования изображения. Сюда отно-
1 Royal Signals and Radar Establishment, Malvern, Worcs., WR 14 3PS, U. K.
3* 67
сится ряд электронно-лучевых приборов, таких как пироэлектри-
ческие видиконы, а также системы с оптическим считыванием ти-
па эвапографов. Широкое применение тепловым приемникам обес-
печили малая стоимость и высокое качество.
Несмотря на то, что тепловые приемники известны и исполь-
зуются уже много лет, их до сих пор применяют в самых совре-
менных системах. Они вовсе не представляются устаревшими по
сравнению с более современными фотонными приемниками, хотя
бы потому, что в ряде случаев применение тепловых приемников
оказывается более предпочтительным.
После более подробного обсуждения основных принципов ра-
боты рассмотрим главные типы тепловых приемников и опишем
Примеры их использования в современных системах.
3.1. ОСНОВНЫЕ ПРИНЦИПЫ РАБОТЫ
Описание теплового приемника проведем в два этапа. На пер-
вом этапе рассмотрим тепловые характеристики и определим уве-
личение температуры приемника, вызванное внешним излучени-
ем. Затем рассмотрим, как увеличение температуры приводит к
изменению свойств приемника, которое затем и воспринимается
как выходной сигнал, обусловленный внешним излучением. На
втором этапе проанализируем чувствительность приемника. Ре-
зультаты рассмотрения на первом этапе имеют общий характер
для вс^х тепловых приемников, на втором этапе учитываются от-
личия, присущие их различным типам. В этом параграфе обра-
тимся к первому этапу, а второй этап исследования проведем в
следующих параграфах, когда будем рассматривать различные
типы тепловых приемников.
Простейшая схема тепловой цепи ИК-фотоприемника дана на
рис. 3.1. Детектор представлен здесь чувствительным элементом
с теплоемкостью Н, соединен-
ным с теплоотводом, имеющим
постоянную температуру Т, те-
пловым мостом, обладающим
теплопроводностью G. В отсут-
ствие внешнего сигнала сред-
няя температура детектора бу-
дет равна Т, причем она флук-
турирует около среднего значе-
ния. Эти флуктуации являются
причиной собственных шумов
приемника («температурный
шум»), которые ограничивают
минимальную обндружимую
идеальным приемником мощ-
входе детектора внешнего из-
лучения, увеличение его температуры можно найти из уравнения
68
Рис. 3.1. Структурная схема теплового
приемника
наличии на
(3.1)
\ «л*/
где / — мощность излучения внешнего сигнала, т] — коэффициент,
определяющий долю активно поглощаемой мощности; разность
(1—т|) соответствует доле излучения, отраженного от поверхно-
сти элемента и прошедшего через него без поглощения. Через
время t температура детектора установится равной
TD = T+e. (3.2)
Величина I может не зависеть от времени, но чаще всего ее
можно представить в виде суммы, не зависящей от времени ком-
поненты /о и компоненты, изменяющейся во времени с угловой ча-
стотой со. Наибольший интерес представляет анализ явлений, обу-
словленных именно этой переменной компонентой.
Запишем:
/ = /0 + 7oexp(j®0. (3.3)
где 1 м не более /0. Решение уравнения (3.1) дает амплитудное
значение температуры , обусловленное компонентой /а, и сдвиг
фаз <р между /а и 0а:
0(,, = r1/M(G2+co2//2)-1/2; ф = arctg (® Я/G). (3.4), (3.5)
Из уравнения (3.4) вытекают некоторые свойства тепловых
приемников. Ясно, что требуется обеспечить максимальное значе-
ние 0а. Для этого нужно, чтобы G была минимальной, а частота
соответствовала неравенству ©Z/<cG. Другими словами, и тепло-
емкость фоточувствительного элемента, и его тепловой контакт с
окружающей средой должны быть сведены к минимуму. Эти тре-
бования подчеркивают отличия тепловых приемников излучения от
обычных приборов для измерения температуры. Фактически и в
том и другом типе приборов должна быть обеспечена сильная за-
висимость их свойств от температуры. Принципиальное отличие
состоит в том, что для тепловых фотоприемников необходимо соз-
дать условие оптимального взаимодействия с внешним излучени-
ем и одновременно уменьшить все другие виды теплового взаимо-
действия с окружающей средой.
Из уравнения (3.4) следует, что по мере увеличения частоты
<о, член ©2Я2 становится сравнимым с G, после чего 0а начина-
ет уменьшаться с ростом частоты. Характерное время фотооткли-
ка приемника можно представить в виде
rT=HlG. (3.6)
Для типичных приемников это время лежит в интервале от
миллисекунд до секунд. Оно существенно больше типичного вре-
мени фотоотклика фотонных приемников. Для некоторых примене-
ний это является существенным недостатком, но если принять во
внимание остальные качества тепловых приемников, то указанный
недостаток не будет выглядеть таким большим, как может пока-
заться на первый взгляд.
69
Из необходимости уменьшения Н следует, что размеры тепло-
вого приемника нужно уменьшать до разумного предела с точки
зрения его конструкции. Это обстоятельство предопределяет хруп-
кость и непрочность многих типов тепловых приемников. Одна из
причин повышенного интереса к пироэлектрическим приемникам
(как увидим в § 3.5) заключается в том, что для них удается
обойти дилемму обеспечения высокой чувствительности одновре-
менно с высокой прочностью приемника.
Из уравнения (3.4) вытекает необходимость уменьшения G.
Но из (3.6) следует, что при значительном уменьшении G возра-
стает тт, что может оказаться нежелательным. Вместе с тем G
зависит от температурного шума [см. (3.9)], который необходи-
мо уменьшать для получения высокой чувствительности. Мини-
мально возможное значение G принимает при условии, что тепло-
вой обмен с теплоотводом осуществляется за счет излучения. Его
можно оценить, используя закон Стефана — Больцмана. Если те-
пловой приемник имеет площадь чувствительного элемента а, ко-
эффициент излучения материала этого элемента ц и он находится
в тепловом равновесии с окружающей средой, то полный поток
излучения от него равен ацаТ4, где о — постоянная Стефана —
Больцмана. Если теперь температура чувствительного элемента
увеличится на малую величину dT=Q, то поток излучения тоже
возрастет и будет равен
4атр 7’3^7’= 4атр7’30. (3.7)
Следовательно, компонента тепловой проводимости, обуслов-
ленная излучательным механизмом,
0^=401)0 7’8. (3.8)
Когда приемник находится в тепловом равновесии с теплоот-
водом, среднее крадрэтическое значение флуктуаций мощности,
поступающей через тепловой мост G, равно [3.7]:
ДИ/г = (4Л7’2О)1/2 (3.9)
и ограничивается минимальным значением G, т. е. GR. Наимень-
шее значение Д1ГТ и определяет ту минимальную мощность сигна-
ла, которую может обнаружить данный идеальный тепловой при-
емник. Минимальная обнаружнмая мощность сигнала Pn опре-
деляется как среднеквадратическое значение мощности внешнего
сигнала, равное среднему квадратическому значению мощности
теплового шума приемника. Следовательно, если единственным
источником шума являются флуктуации температуры при излу-
чательном механизме теплового обмена, то
т] Ры — Д Wr = (lGaifjkT6)^2, или | (° 10)
Pw = (16aa^7’5/Ti)1/2. J
Такое определение WT и PN предполагает ширину полосы про-
пускания измерительной системы равной 1 Гц. При ширине поло-
сы Д[ среднеквадратическое значение шума возрастает на вели-
70
чину (Af)1/2. Формула (3.10) описывает предельные возможности
теплового приемника. Если все падающее излучение полностью
поглощается приемником, то tj = 1.
Тогда минимальная обнаружимая мощность
PN (в режиме ОФ) = (16аоЛ7'4),/2 = 5,0-10-п Вт (3.11)
(о=5,67.10-12 Дж-см-2 К-4( а.= 1,38.10-23 Дж-К"1, Т=290 К,
а = 1 см2, Af=l Гц). Это значение используют при сравнении с па-
раметрами реальных приборов, которые у лучших неохлаждае-
мых приемников по порядку величины близки к нему. Отметим,
что проведенный расчет не был связан с какими-либо конкретны-
ми механизмами шума. Здесь лишь предполагалось, что шум обу-
словлен процессами, происходящими вне приемника, а его соб-
ственные шумы равны нулю. Такой же результат получается, ес-
ли рассмотреть шум теплового приемника, обусловленный флук-
туациями потока фонового излучения [3.8]. Таким образом, фор-
мула (3.11) дает значение минимально обнаружимой мощности
для теплового приемника в режиме ОФ при полусферической апер-
туре.
Рабочей температурой теплового приемника не обязательно яв-
ляется комнатная. Если глубокоохлаждаемый уепловой приемник
тщательно заэкранирован тепловыми экранами, охлажденными до
низких температур, то выражения (3.10) или (3.11) дают значе-
ния его предельных параметров. Например, если в поле обзора
приемника находится открытое космическое пространство (темпе-
ратура фона 3 К) и сам он охлажден до 3 К, то в соответствии с
(3.11) его предельная чувствительность
Рк (в режиме ОФ с Г = 3 К) —5,5-10-16 Вт. (3.12)
Развитие охлаждаемых жидким гелием болометров (см. § 3.3)
как раз и было обусловлено стремлением использовать такой путь
улучшения чувствительности тепловых приемников. Использование
криогенных температур открывает и другие возможности. Как
следует из уравнения (3.6), для уменьшения постоянной времени
желательно уменьшать теплоемкость Н. При гелиевых температу-
рах удельная теплоемкость многих материалов становится очень
малой, приводя к существенному, уменьшению Н. Несмотря на
значительное увеличение чувствительности глубокоохлаждаемых
болометров по сравнению с неохлаждаемыми, получить в них зна-
чение Pn, близкое к определяемому по формуле (3.12), не удает-
ся. Это связано со сложностью снижения внешнего фонового из-
лучения до значений, соответствующих температуре фона 3 К.
Хотя при уменьшении апертуры фоновое излучение, соответству-
ющее комнатной температуре, можно уменьшить на несколько
порядков, а за счет использования охлаждаемых спектральных
фильтров ограничить его спектр, все же фоновый шум будет во
много раз больше шума при фоновом излучении, соответствующем
гелиевой температуре. В работе [3.8] подробно рассмотрен этот
случай, а приведенные автором примеры показывают, что реали-
71
зуемое на практике уменьшение фоновой засветки лежит в пре-
делах трех-четырех порядков. Хотя эти замечания относятся, в
основном, к охлаждаемым болометрам, в принципе они справед-
ливы и для других типов тепловых приемников, имеющих силь-
ную температурную зависимость параметров в области низких тем-
ператур. Поскольку термоэдс с понижением температуры резко
уменьшается, термопарные приемники не используются при низ-
ких температурах. Не работают при низких температурах прием-
ники Голея и пироэлектрические. Среди охлаждаемых тепловых
приемников развитие получили только болометры. Изготовленные
на основе полупроводниковых материалов или сверхпроводников,
они при достаточном охлаждении имеют очень резкую зависи-
мость сопротивления от температуры. Несмотря на то, что боль-
шинство спектральных диапазонов сейчас уже перекрыто высо-
кочувствительными фотонными приемниками, охлаждаемые боло-
метры вследствие того, что их параметры существенно меньше за-
висят от длины волны, по-прежнему не выходят из употребления.
Значения параметров реальных приемников всегда ниже тео-
ретического предела, задаваемого формулой (3.11). Из выраже-
ния (3.10) следует, что при неполном_поглощении излучения зна-
чение Рк реального приемника в Иц раз меньше, чем идеально-
го (ц = 1) даже в отсутствие всех других шумов, кроме фотонно-
го. Обеспечение значения ц, близкого к единице, за счет специ-
ального подбора материалов и обработки поверхности чувстви-
тельного элемента определяется уровнем технологии. Другая при-
чина потерь полезного излучения сигнала связана с необходимо-
стью иметь входное окно в капсуле приемника. Потери на погло-
щение и отражение от ходного окна, в свою очередь, уменьшают
эффективное- значение ц. Поскольку не существует материалов,
прозрачных для любых длин волн, входное окно ограничивает так-
же спектральный диапазон приемника. Потребитель должен за-
ранее оговорить область спектральной чувствительности тепло-
вого приемника, с тем чтобы разработчик мог применить наибо-
лее подходящий материал для входного окна. В табл. 3.1 приве-
дены характеристики материалов, наиболее часто применяемых
при изготовлении входных окон.
Параметры приемников, кроме того, могут ухудшаться из-за
всегда имеющихся дополнительных шумов. Уравнением (3.10)
учитывается только теплообмен между чувствительным элементом
и падающим излучением. При этом предполагается, что элемент
полностью вакуумирован и расположен на подложке с нулевой
теплопроводностью, а электрические выводы (без которых не
обойтись в приемниках, использующих температурную зависи-
мость электрических свойств) также не проводят тепла. Посколь-
ку такие условия никогда нельзя полностью осуществить, реальное
значение G всегда будет больше GR и, следовательно, реальное
значение Pw будет больше того, которое следует из (3.10). Увели-
чение G связано с теплопроводностью и конвекционным теплооб-
72
Таблица 3.1
Материалы, применяемые для изготовления входных окон.
Для большинства тепловых приемников чувствительный элемент необходимо
помещать в специальный корпус, поэтому область их спектральной
чувствительности определяется материалом окна. Из-за того, что часть
этих материалов обладает большим коэффициентом преломления,
их необходимо просветлять. Материал просветления вместе с материалом
окна и определяет спектральный диапазон приемника
Материал окна Спектральный диапазон приемника 1 Коэффи- циент пре- ломления Примечания
КВг От видимого излучения до 30 мкм ~1,5 Растворяется в воде и не обла- дает достаточной механической
CsI BaFi От видимого излучения до 65 мкм От видимого излучения до 11 мкм ~1,7 ~1,4 прочностью. Широко использу- ется в лабораторных условиях
Плавленый кварц (SiO2) Кристалли- ческий кварц (SiO2) IRTRAN1 (MgF2) IRTRAN2 /*7^0 4 От видимого излучения до 4,0 мкм 40...1000 0,7...7,0 1,8...8,0 1 »4 2,1 !,3 2,2 Плавленый кварц полезен в ближней ИК области спектра, но не обладает достаточным пропусканием при больших длинах волн. Кристаллический кварц можно применять и в ближнем ИК-диапазоне, но ча- ще его используют для суб- миллиметровой области спектра
(ZnS / IRTRAN3 (CaF2) IRTRAN4 (ZnSe) IRTRAN5 (MgO) KRS-5 Алмаз (тип П) Si От видимого излучения до 10,0 мкм 0,7... 17,0 0,5...8,0 0,7...40 7... 1000 1,4 2,4 1,7 2,3 2,4 Материалы фирмы Eastman Kodak, прессованные из по- рошка Бромид таллия — иодид тал- лия. Хрупок Проблема изготовления!
1,5...13; 30... >1000 3,4 Необходимо просветление
Ge 2...15; 30...^ >1000 4,0 Необходимо просветление, осо- бенно в области больших длин волн
меном газа, находящегося в капсуле приемника, а также с тепло-
проводностью электрических контактов и подложки. Влияние этих
явлений на параметры пироэлектрических приемников рассмотре-
но в работах [3.9, 3.10].
В приемниках, где выходной сигнал регистрируется электри-
ческим прибором, необходимо рассмотреть шумы, имеющие элек-
трическую природу (шум Джонсона и некоторые другие типы шу-
мов, такие как, например, низкочастотный контактный шум). Шум
Джонсона определяется выходным сопротивлением чувствитель-
ного элемента. В термопарах и болометрах оно имеет в основном
73
омический характер и шум Джонсона вычисляется непосредст-
венно. Выходное сопротивление пироэлектрических приемников
носит в основном емкостный характер. В этом случае шум Джон-
сона обусловлен резистивной компонентой, связанной с диэлек-
трическими потерями в материале. Среди остальных типов шумов
этот шум, по-видимому, играет основную роль. В самых высоко-
чувствительных тепловых приемниках он сравним с шумами, обу-
словленными флуктуациями температуры, а для менее высокочув-
ствительных он является определяющим.
Последний источник шума связан с усилителем. Обычно сигнал
на выходе приемника бывает слишком мал и его необходимо уси-
ливать с помощью малошумящего усилителя. Главным критерием
при выборе усилителя является выходное сопротивление приемни-
ка. Оно может быть как очень низким, например для термопар
(порядка нескольких ом), так и очень высоким (109... 1012 Ом),
например для пироэлектрических приемников и некоторых глубо-
коохлаждаемых болометров. Эти крайние случаи наиболее труд-
ны при реализации. В последние годы ситуация несколько упро-
стилась в связи с развитием малошумящих полевых транзисто-
ров, которые можно применять как для низкоомных, так и для вы-
сокоомных нагрузок [3.11]. Вместе с тем, пока еще нередки слу-
чаи, когда шумы усилителя ограничивают чувствительность при-
емника. Например, шумы усилителя ограничивают значения пара-
метров пироэлектрических приемников на высоких частотах и мо-
гут ограничивать чувствительность охлаждаемых болометров.
Оценив мощность различных типов шумов, можно найти экви-
валентную шумовую мощность приемника Pn, приведя все шумы
ко входу усилителя (рис. 3.2). На рисунке все источники шумов
представлены шумовыми генераторами ДУ», соединенными по-
следовательно со входом усилителя. Напряжение сигнала на входе
усилителя, обусловленное мощностью сигнала Р,
VS = PP, (3.13)
где R — вольт-ваттная чувствительность приемника, В/Вт. Напря-
жение шума, создаваемое последовательно соединенными шумо-
выми генераторами, можно представить в виде эквивалентного
шумового напряжения
(У„)2=£ (ДУг)2. (3.14)
Мощность, эквивалентная шуму, определяется из соотношения
Уз = Улг, (3.15)
т. е.
RPn=[^ (ДУг)2Р/2. (3-16)
Таким образом, для определения необходимо измерить чув-
ствительность приемника при достаточно высоком уровне сигна-
ла, чтобы исключить возможную ошибку, связанную с наличием
шумов, и вместе с тем достаточно низким, чтобы избежать нели-
74
нейных эффектов. Обычно VN
определяется при измерении
полного шума на выходе цепи
приемник—усилитель. Его мож-
но найти также, измерив по
отдельности все компоненты
шума Vi и воспользовавшись
формулой (3.14). Хотя мате-
риал, изложенный здесь, весь-
ма полезен разработчикам при-
емников, для их потребителей,
которых главным образом ин-
тересуют конечные значения
параметров, он необязателен.
Рис. 3.2. Шумы на входе усилителя
AV, AV- AV
Усилитель
3.2. ТЕРМОПАРА
Термопара как один из самых ранних типов ИК-фотоприем-
ников была описана в [3.4]. Этот тип приемников до сих пор ши-
роко используется, а современные тонкопленочные термопары на-
шли применение в специальных приборах.
Основным элементом термопары является переход на контакте
между двумя различными проводниками с большим коэффициен-
том Зебека 0. По аналогии с другими термоэлектрическими при-
борами [3.12] лучшими материалами для термопарного приемни-
ка являются материалы с максимальным значением параметра
G&IK. Это требование выполняется для некоторых сильно легиро-
ванных полупроводников, таких как В1гТез и сплавы на его осно-
ве. Кроме того, материал приемника должен достаточно эффек-
тивно поглощать ИК излучение и иметь малую теплоемкость, что
необходимо для получения малых значений постоянной времени.
В первых приемниках эти требования обеспечивались за счет
использования металлических проволочных пар (обычно медь —
константан или висмут — сурьма), причем теплый спай присоеди-
нялся к черненой пластинке из золотой фольги. Применение по-
лупроводниковых материалов привело к увеличению чувствитель-
ности приемников, однако из-за трудностей изготовления матери-
ала в виде проволоки и трудностей при создании контакта меж-
ду полупроводниками преимущественное развитие получили кон-
струкции, где в качестве соединительного элемента между полу-
проводниками все-таки используется приемная площадка из зо-
лотой фольги. Хотя чувствительность металлических термопарных
приемников значительно ниже, чем полупроводниковых, металли-
ческие элементы обладают большей прочностью и стабильностью
и до сих пор широко используются там, где необходима высокая
надежность и долговременная стабильность, напоимер в производ-
ственной пирометрии и метеорологических приборах для измере-
ния солнечной активности [3.13].
75
Развитие тонкопленочной технологии привело к появлению де-
шевых и надежных термопарных приемников, изготовленных на-
пылением в едином технологическом процессе. Использование в
таких приборах сурьмы и висмута позволяет получать элементы,
которые сочетают некоторые преимущества металлических термо-
пар с высокой чувствительностью. Параметры современных тер-
мопарных приемников приведены в табл. 3.2. На рис. 3.3, где
показаны характеристики некоторых тепловых приемников, при-
ведены данные для двух термопар1. Параметры термопары, при-
меняемой в спектроскопии (кривая 2), лишь немногим уступают
параметрам одного из лучших пироэлектрических приемников.
К ее недостаткам относится чрезвычайная хрупкость, большая
постоянная времени и необходимость использования специального
Рис. 3.3. Зависимость параметров
неохлаждаемых тепловых прием-
ников от частоты:
1 — исследовательский образец разме-
ром 1,5X1,5 мм2 из TGS, легированного
натрием; толщина 10 мкм (фирма Mill-
iard). Параметры заключенного в кор-
пус элемента систематически контроли-
ровались; 2 — спектроскопический тер-
мопарный приемник; по результатам
работ [3.17—3.19], площадь ФЧЭ 0,4 мм’,
постоянная времени 40 мс; 3 — прием-
ник Голея; по данным [3.20—3.22]; 4 —
приемник TRIAS; применена защита от
воздействия окружающей среды [3.16J;
о — приемник TGS фирмы Milliard о
особой защитой от воздействия окру-
жающей среды; размеры площадки
0,5X0,5 мм2 [3.23]; 6 — тонкопленочная
термопара, изготовленная вакуумным
напылением J3.24J; размеры площадки
0,12X0,12 мм2, постоянная времени
13 мс; 7 — иммерсионный термистор
[3.25]; размеры ФЧЭ 0,1Х0,1 мм2, по-
стоянная времени 2 мс; 8 — пироэлек-
трический приемник на основе ЫТаО>
[3.26]; 9 — пироэлектрический приемник
на основе SBN [3.27]; 10 — приемник из
пироэлектрической керамики фирмы
Plessey; //—тонкопленочный болометр
[3.15]
предусилителя, обусловленная очень «низким выходным сопротив-
лением. Для согласования с усилителем применяется специаль-
ный экранированный трансформатор, что существенно увеличивает
размеры и стоимость усилительного тракта. Такие термопары до
сих пор широко используются в спектроскопии. Кривая 6 отно-
сится к тонкопленочной термопаре, изготовленной напылением
висмута и сурьмы. Хотя ее параметры несколько хуже, чем у ряда
1 На рис. 3.3 даны частотные зависимости параметра £)*, который связан
с мощностью, эквивалентной шуму, введенным в § 3.1 соотношением D*»
=a1/2(Af)1/2p-iJV см^-Гц^г.Вт-*, где Pn — мощность, эквивалентная шуму, а—
площадь чувствительного элемента, Af — полоса пропускания усилительного
тракта. Параметр D* полезен при сравнении приемников, имеющих разную
площадь, так как для большинства из них (но не для всех, см. § 3.5) шум за-
висит от площади, как Д/а, при этом с уменьшением а значение Pn возра-
стает.
76
Таблица 3.2
Параметры неохлаждаемых тепловых приемников
Тип приемника
Чувствитель-
ность, А/Вт
NEP или D*,
Вт -Гц-1/2
или см • ГцУ2 • Вт""1
Постоянная
времени или
граничная
частота
Спектральный
диапазон
Типичный раз-
мер элемента,
мм*
Примечание/источник
информации
Термопары
Приемники для спектроскопии 5 10® (D*)
Тонкая пленка на полимерной 100 3*108(D*)
основе Тонкая пленка ной подложке на теплопровод- 10-• !0e(D*)
10 мс
0,1...10 мс
От видимого
излучения до
~30 мкм
То же
30 мс —» —
0,5...5,0 См. кривую 2 на
рис. 3.3
10~2. ..1,0 См. кривую 6 на
рис. 3.3
Приемник лазерного
излучения [3.14]
Болометры
Терморезистор 1000 1.6- 10вт1/2(£>)* 1...I0 мс От видимого 0,4...4 См. кривую 7 на
Тонкая окисная пленка 130 4- 107(О*) ~ 1 мс излучения до 40 мкм От видимого 0,5 рис. 3.3 [3.15]
Приемник Го лея 2.10-,0(АГ£Р) 15 мс излучения до среднего И К От видимого 6 Окон, перекрывающих
TRIAS 3-10~10(WEP) излучения до миллиметровых волн (см. при- мечание) 0,5...40 3 весь диапазон чувст- вительности, не суще- ствует С окном из KRS-5
[3.26]
Окончание табл. 3.2
Тип приемника Чувствитель- ность, А/Вт NEP или D*. Вт-Гц-‘/2 _ или см*Гц!/2*Вт * Постоянная времени или граничная частота Спектральный диапазон Типичный раз- мер элемента, мм1 Примечание/источник информации
Пироэлектрические приемники
На основе TGS
На основе LiTaOs
На основе SBN с редкоземель-
ными примесями
Модифицированная PZT-кера-
мика
Пленка PVF2
10» (D*) 5-10» 10» 10 Гц 100 Гц 1000 Гц Ближний И К То же Субмиллимет- ровые волны 0,25 См. кривую 5 на рис. 3.3
640» 5«10» 10 Гц 10 Гц То же — » — 1 0,05...16 Ом. кривую 9 на
10» 10 Гц — > — 4 рис. 3.3 См. кривую 10 на
10» 10» 1000 Гц 10 Гц 80 рис. 3.3
Примечание. TGS — триглицин сульфат; PZT — цирконат — титанатная керамика; PVF2 — поливинилфлюорид; SBN — ниобат бария — строн-
ция; TRIAS — пневматический приемник, разработанный ONERA для космических исследований.
тепловых приемников, технология ее изготовления отличается
простотой и позволяет изготавливать как одноэлементные прием-
ники, так и приемники с числом элементов около 100. Последние
успешно применяются в различной измерительной аппаратуре, в
том числе и «а межпланетных станциях [3.28, 3.29].
3.3. БОЛОМЕТР
Болометр представляет собой резистор, изготовленный из ма-
териала с большим температурным коэффициентом сопротивления,
которое при поглощении излучения заметно изменяется.
Для своей работы болометр
требует тщательно стабилизиро-
ванного источника питания (рис Г
3.4). Если падающее излучение V J*
Рис. 3.4. Принципиальная схема
болометра
приводит к небольшому изменению бг сопротивления г, то напря-
жение выходного сигнала болометра
Vs=i6r. (3.17)
Если падающее излучение приводит к увеличению температу-
ры элемента 0 [см. выражение (3.4)], а термический коэффициент
сопротивления (1/r) (dr/dT) равен а, то
Vs=iar0, (3.18)
так что в соответствии с (3.4) для напряжения холостого хода
можно записать
Vs = т] i a г (G2 + ®2 Я2)-1/2 (?. 19)
и для вольт-ваттной чувствительности получим выражение
= (б^ + ^Я2)-'2. (3.20)
Из (3.20) вытекает необходимость обеспечения больших зна-
чений а, г и i, в то время как значения G и Н должны быть ми-
нимальными. При этом предполагается, что входное сопротивление
усилителя превышает г. Это налагает определенные ограничения
на сопротивление г, которое, таким образом, не должно быть че-
ресчур большим. Кроме того, при высоких сопротивлениях чув-
ствительного элемента входная емкость усилителя может привести
к увеличению постоянной времени прибора. Значение i также
можно варьировать в определенных пределах. При больших i
джоулево тепло приводит к увеличению температуры чувствитель-
ного элемента, не говоря уже о шуме, который тоже растет с уве-
личением i. При изготовлении болометров выбирают .материал с
большим значением параметра а. Такими свойствами обладают
79
материалы, используемые для термометров сопротивления. При
изготовлении 'болометров эти материалы также используются.
Помимо фотонного шума и шума, связанного с флуктуациями
температуры, весьма существенную роль может играть шум Джон-
сона элемента. В некоторых типах болометров значение i ограни-
чивается низкочастотными токовыми шумами. При комнатных
температурах шумы предусилителя, как правило, не играют су-
щественной роли, но в низкотемпературных болометрах обычно
преобладают именно эти шумы, особенно при использовании ох-
лаждаемых фильтров, ограничивающих длинноволновый фотон-
ный шум.
В первом болометре, изготовленном Лэнгли в 1880 г., исполь-
зовался платиновый резистор. Позднее начали применять другие
металлы (например, Ni). Для датчиков температуры, где важна
долговременная стабильность параметров, эти материалы приме-
няют и до настоящего времени. Однако в современных боломет-
рах полупроводники, имеющие больший температурный коэффи-
циент сопротивления, вытеснили старые металлические тонкопле-
ночные элементы.
Первый полупроводниковый болометр (терморезистор), разра-
ботанный в годы второй мировой войны лабораторией фирмы Bell,
отличался простотой, надежностью и высокой чувствительностью,
что позволило использовать его как для задач быстро развиваю-
щейся в те годы ИК-спектроскопии, так и для теплопеленгации.
Терморезисторный болометр до сих пор широко используется в
качестве ИК-фотоприемника, хотя в современных системах его
заменяют более чувствительными приемниками. На рис. 3.5 пред-
Рис. 3.5. Конструкция
терморезисторноге бо-
лометра
ставлена конструкция терморезисторного болометра. Представле-
ние о параметрах хорошего терморезисторного болометра дает
кривая 7 на рис. 3.3 и данные табл. 3.2. Терморезисторный боло-
метр с успехом работал на искусственных спутниках Земли, но
постепенно был вытеснен пироэлектрическими приемниками. Тер-
морезисторные болометры широко используются в системах ноч-
ной и противопожарной сигнализации. Опять-таки, несмотря на
конкуренцию со стороны пироэлектрических приемников, боломет-
ры, изготовленные напылением тонких пленок, из-за своей деше-
визны по-прежнему привлекают значительное внимание. В рабо-
те [3.30] при изучении халькогенидных стекол типа ThSeAsjTes,
а совсем недавно [3.31] на образцах аморфного Ge^H]-* была
получена чувствительность, отличающаяся всего в 5 раз от чувст-
вительности терморезисторного болометра.
Необходимость получения высокой чувствительности и труд-
80
ности, встретившиеся при разработке фоторезисторов с длинно-
волновой границей чуведвительности больше 5 мкм, обусловили
то внимание, которое разработчики фотоприем,ников уделяли раз-
витию глубокоохлаждаемых болометров. По сравнению с неох-
лаждаемыми в них можно получить относительно большие изме-
нения сопротивления, малую удельную теплоемкость '[коэффи-
циент в (3.6)]. При этом, если приемник и окружающее чувстви-
тельный элемент пространство имеют низкую температуру, то его
чувствительность на много порядков превышает чувствительность
неохлаждаемого фотонриемника [см. (3.12)]. Для большинства
практических применений в апертурный угол фотоприемника по-
падает фоновое излучение, имеющее комнатную температуру. Это
фоновое излучение и ограничивает его предельную чувствитель-
ность. Для реальных апертурных углов в охлаждаемых фото-
приемниках можно получить выигрыш по чувствительности при-
мерно на два порядка по сравнению с чувствительностью неох-
лаждаемых. В <[3.3] выведены выражения, описывающие чувстви-
тельность фотоприемников, охлаждаемых до гелиевых температур,
и показано, что предельные для комнатного фонового излучения
значения параметра NEP в субмиллиметровой области спектра
изменяются от 10-13 до 10~14 Вт в зависимости от апертуры и
спектрального коэффициента пропускания входного окна^фильтра.
В первом глубокоохлаждаемом болометре' использовался эле-
мент с температурой перехода в сверхпроводящее состояние, близ-
кой к гелиевой. Его создатели столкнулись с проблемой обеспе-
чения требуемой стабильности рабочей температуры вблизи тем-
пературы перехода, а также с трудностями, связанными со слабым
поглощении ИК излучения в сверхпроводниках. На рис. 3.6 по-
казана одна из современных конструкций сверхпроводящего боло-
метра [3.32]. Чувствительный элемент представляет собой тонкий
слой олова, напыленный на по-
верхность пленки А120з, полу-
ченной при анодном окислении
алюминиевой подложки. Алю-
миниевая подложка соединя-
лась с находящимся в контак-
те с гелиевой ванной латунным
стержнем, который обеспечи-
вал ее охлаждение до темпера-
тур несколько ниже 1-точки.
Нагреватель, вмонтированный
в подложку, служит для под-
держания рабочей температу-
ры вблизи критической темпе-
ратуры олова (3,7 К). По-
скольку здесь обеспечен очень
хороший тепловой контакт
чувствительного элемента с
теплоотводом, постоянная вре-
К масляному
диффузионному
насосу
Рис. 3.6. Конструкция сверхпроводяще-
го болометра [3.32]
S1
мени такого приемника (около 3 мкс) намного меньше, чем в более
ранних конструкциях сверхпроводящих бвйометров (см., например,
[3.33]), где использовался иной тип теплового контакта. Кроме то-
го, в этом болометре была достигнута почти на порядок лучшая чув-
ствительность (Л^£Р?» 10-13 Вт*Гц-1/2). На первый взгляд это об-
стоятельство в связи с высоким быстродействием прибора кажется
странным, однако причина, по-видимому, заключается в более высо-
ком, чем в ранних конструкциях, уровне поглощения излучения. В
описанном приборе устранены многие недостатки более ранних кон-
струкций сверхпроводящих болометров. Он отличается значитель-
ной прочностью, что для тепловых приемников немаловажно. К не-
достаткам можно отнести высокую степень точности, необходимую
при контроле и поддержании рабочей температуры (порядка 10~5 К).
В указанной ’конструкции она достигается за счет регулировки
тока нагревателя, однако совсем недавно предложено использо*
вать для этих целей магнитное поле, которое, слегка изменяя тем-
пературу перехода, способствует устранению вредного влияния
флуктуаций температуры в гелиевой ванне [3.34].
Более широкое распространение по сравнению со сверхпрово-
дящими получили полупроводниковые охлаждаемые болометры.
Эти приборы не требуют точного поддержания рабочей темпера-
туры вблизи критической температуры перехода и, кроме того,
при специальном легировании материала обеспечивают лучшее
поглощение излучения. В первых охлаждаемых полупроводнико-
вых болометрах применялся специальный композитный материал
на основе углерода, который до этого обычно использовался при
изготовлении низкотемпературных угольных термометров, однако
позднее лучшие параметры были достигнуты при использовании
специально легированных Ge и Si (которые, кстати, также при-
менялись для изготовления низкотемпературных термометров соп-
ротивления). На разработку этого типа болометров и сейчас зат-
рачиваются большие усилия. Они широко используются в ИК-аст-
рономии, где их чувствительность приближается к чувствительно-
сти лучших фотонных приемников. Поскольку удовлетворительная
чувствительность фотонных приемников обеспечивается только в
сравнительно узких спектральных диапазонах, а быстродействие
в астрономических исследованиях несущественно, не удивительно,
что быстрое развитие ИК-астрономии обязано своими успехами
именно глубокоохлаждаемым болометрам.
Разработка первых германиевых болометров, работающих при
температуре жидкого гелия, была начата Лоу [3.35]. Подробный
анализ их работы проведен в [3.36]. Поглощение в нелегирован-
ном Ge в ИК области спектра невелико. В слабо легированном
специальными примесями Ge можно получить фотопроводимость
в области до 100 мкм. В более сильно легированном и одновре-
менно компенсированном для увеличения сопротивления (и, что
более важно, для увеличения температурного коэффициента соп-
ротивления) материале примесное поглощение возрастает, при
этом поглощенная примесными атомами энергия излучения очень
82
быстро передается кристаллической решетке, вызывая увеличение
температуры. Похожий механизм используется в субмикронном
примесном приемнике на основе InSb {3.11]. Однако в этих при-
борах, которые можно называть и фоторезисторами на свободных
электронах, и электронными болометрами, поглощаемое излучение
увеличивает температуру газа свободных электронов, слабо взаи-
модействующих с атомами кристаллической решетки. В отличие
от последних, в германиевом приборе используется чисто боломет-
рический эффект. Для эффективного поглощения излучения здесь
необходимы специально легированные кристаллы. В области ко-
ротких длин волн поглощение ослабевает, поэтому для работы в
диапазоне от 10 мкм и меньше требуется специальное чернение
поверхности фоточувствительного элемента. Обычно концентрации
примесей в германии (например, Ga и In) составляют 1016 см-3
(Ga) и 1015 см-3 (In), что обеспечивает проводимость p-типа с
уровнем компенсации порядка 0,1. В области гелиевых температур
для таких значений концентраций и с учетом проводимости по
примесным состояниям зависимость сопротивления от температу-
ры носит экспоненциальный характер
г=гоехр(ЛТ-«). (3.21)
Если для полупроводников обычно п=1, то для материалов,
используемых в болометрах, п=0,5 {3.37]. В соответствии с (3.21),
температурный коэффициент сопротивления
a = (l/r)(dr/dT) = — п (3.22)
При n=i0,5 типичные значения Л лежат в пределах 20...30 К1/2.
Из уравнения (3.22) следует, что а возрастает с уменьшением
температуры, поэтому охлаждение приемника ниже температуры
4 К дает существенный выигрыш по вольт-ваттной чувствитель-
ности. Понижение рабочей температуры полезно и по другим при-
чинам. Из уравнений (3.4) и (3.6) вытекает необходимость умень-
шения теплоемкости прибора. Поскольку удельная теплоемкость,
как правило, убывает с температурой, снижение рабочей темпе-
ратуры прибора опять-таки выгодно. При понижении температуры
возрастает сопротивление г. Это до некоторого предела полезно.
Однако слишком высокое сопротивление осложняет согласование
с предусилителем. Следовательно, всегда существует некоторая
оптимальная температура, до которой должен быть охлажден по-
лупроводниковый болометр. В то же время при уменьшении тем-
пературы ниже %-точки снижается низкочастотная составляющая
шума, связанная с нестабильностью температуры, обусловленной
кипением хладагента в криостате.
Для уменьшения теплоемкости чувствительные элементы по-
лупроводниковых болометров изготавливаются из пластин Ge тол-
щиной около 0,2 мм. Такие элементы поглощают от 10 до 70%
падающего на них излучения, а применением интегрирующей по-
лости (см. рис. 3.7) можно добиться практически полного погло-
щения. Тепловой контакт чувствительного' элемента с хладагентом
83
обычно осуществляется при монтаже последнего 'на какой-нибудь
детали конструкции, имеющей хороший тепловой контакт с 'гелие-
вой ванной. Теплопроводность при этом определяет как постоян-
ную времени [см. (3.7)], так и компоненту шума, связанную с
температурными флуктуациями [см. (3.9)]. Если при изготовле-
нии хороших контактов токовым шумом можно пренебречь из-за
его малости, то шум Джонсона может давать заметный вклад в
общий шумовой ток приемника. Наиболее существенные источ-
ники шумов связаны с комнатным потоком излучения, попадаю-
щим в апертуру приемника, и шумами предусилителя.
Световод
Непроницаемая
для гелия капсула
Охлаждаемый
фильтр
Чувствительный
элемент
Рис. 3.7. Конструкция охлаждаемого
полупроводникового болометра
Рис. 3.8. NEP охлаждаемых боло-
метров на основе углерода, герма-
ния, кремния, селенида таллия и
сверхпроводящих болометров на ос-
нове олова, алюминия и титана.
Дополнительные данные приведены в
табл. 8.1. Предполагается 50%-ное погло-
щение излучения. Предельные значения
для германиевого болометра в отсутствие
высокотемпературного фонового излучения
согласно оценке, данной в работе [3.42],
показаны сплошной линией
В последнее время разработаны болометры с чрезвычайно ма-
лыми собственными шумами. Так, в работе [3.39] сообщается о
разработке болометра, охлаждаемого в Не111 до 0,5 К, в котором
мощность, эквивалентная шуму, обусловленная температурным
шумом и шумом Джонсона, не превышала 10-и Вт-Гц~1/2, в [3.40]
показано, что при охлаждении до 0,1 К ее значение снижается до
3«1'0-1в Вт-Гц-1/2. Однако такие параметры получаются лишь при
84
Параметры криогенных болометров
Таблица 3.3
Материал Номер на рис. 3.8 Рабочая темпера- тура, К Чувствитель- ность, В/Вт NEP (Вт/Гц*/2) Частота, на которой про- водились из- мерения, Гц Постоянная времени, с Размер элемента, мм П римечания/и с точник информации
Германий 2 1,7 4,2-10* 4-10-« 600 2,7.10-* 1X5X0,25 [3.36]
То же 3 1.5 4-104 9.10-18 30 5-10—8 4,4 мм8 [3-48]
— >— 4а 4,2 2,5.104 7-10-» 80 3-10-4 — а) для высокофоновых
— > — 46 4,2 — ыо-18 20 ыо—8 — применений (пропускает-
111 А А А 111 5 6 7 2,0 0,37 0,1 4,5.10я 2-10’ 3-Ю7 5-10“1я зло—14 См. приме- 200 18 33 4-10—4 ыо—8 ыо-8 15 мм8Х0,12 4X2X1 3X3X0,5 ся излучение до 40 мкм, площадь 0,1 см2) б) для низкофоновых применений [3.43] [3.35] [3.39 [3.40]. Значение NEP не
Углерод То же Олово Кремний То же Селенид таллия 8 1 2 1 2 2,1 1,2 3,7 1,8 1,5 1,5 2,1-10* 3,5-10* 1,4.10я 2,8-10* 1,0-10» 1,0.10» чание ыо-11 Ы0—18 ыо-18 6-10—14 2.5-10—14 8,3-Ю-1* 13 15 1,25-Ю4 10 13 32 ЫО-8 ыо-8 3.10-» ыо-8 ЫО-8 8-10-» 20 мм8Х0,08 1X4X0,03 10 мм* 5X5X0,4 5Х1Х~0,6 измерялось. Вероятно, режим ОФ. Оценка в точке 7 на рис. 3.8 полу- чена сравнением с Ge 6 («2.10-<5) [3.49] [3.50 [3.32 [3.46 [3.45 [3.44
этих сверхнизких'температурах, а для их реализации, конечно, не-
обходим специальный охлаждаемый предусилитель.
В недавно разработанном германиевом болометре [3.41—3.43]
достигнуты значения параметров, очень близкие к теоретическим.
Тем не менее поиск новых конструкций охлаждаемых болометров
продолжается и сейчас. В работе '[3.44] авторы использовали для
изготовления болометра селенид таллия. Большой интерес вызы-
вает использование Si в качестве материала для охлаждаемых
болометров. 'Последний имеет перед германием ряд преимуществ.
Удельная теплоемкость кремния при низких температурах в 8 раз
меньше; из-за большей локализации электронов на примесных ато-
мах перекрытие примесных состояний в кремнии происходит при
больших, чем в германии, концентрациях примесей; такой мате-
риал обладает лучшим поглощением и его легче изготовить; на-
конец, технология приборов на кремнии лучше развита, что об-
легчает изготовление приемников, особенно их малошумящих кон-
тактов. Опубликованные результаты разработок кремниевых боло-
метров свидетельствуют, что параметры последних в целом срав-
нимы с параметрами болометров на основе Ge i[3.45—3.47].
На рис. 3.8 и в табл. 3.3 приведены подробные сведения о па-
раметрах охлаждаемых болометров. Следует помнить, что срав-
нение их между собой по параметру D* не всегда правомерно.
Причина этого заключается в существовании двух источников шу-
мов, не зависящих от площади чувствительного элемента. Один
из них — температурный шум, другой — шум предусилителя.
3.4. ПРИЕМНИК ГОЛЕЯ И ЕМУ ПОДОБНЫЕ
Гершель обнаружил ИК излучение, используя в качестве де-
тектора ртутный термометр. До разработки термопарного прием-
ника Лесли и другие исследовали тепловое излучение с помощью
'чувствительного газового термометра постоянного давления. Этот
тип приемника вышел из употребления с появлением термопарных
приемников и болометоов, но идея использования газового термо-
метра была развита Голеем и другими исследователями в годы,
предшествующие второй мировой войне. Приемник Голея [3.6]
нашел широкое применение в лабораторных исследованиях. Он
является одним из наиболее чувствительных приборов, работаю-
щих при комнатной температуре, однако значительные габарит-
ные размеры, сравнительная хрупкость, виброчувствительность и
достаточно большая постоянная времени ограничивают его прак-
тическое применение. В приемнике Голея (рис. 3.9) падающее
излучение поглощается внутренней поверхностью газонаполненной
закрытой капсулы (обычно используют ксенон из-за его низкой
теплопроводности), в результате чего происходит нагрев и рас-
ширение газа. Это, в свою очередь, приводит к деформации гиб-
кой мембраны, на которой прикреплено небольшое зеркало. При
повороте зеркала смещается и световой пучок, которым оно осве-
Щается, что вызывает изменение освещенности и тока на выходе
вб
оптического фотоэлемента, на который падает отраженный от зер-
кала свет. В современных конструкциях приемника Голея [3.20]
для освещения зеркала применяется светоизлучающий диод, а
приемником служит -полупроводниковый фотодиод. Надежность и
стабильность в этом случае значительно -выше, чем в ранних кон-
струкциях приемников Голея, где в качестве осветительного эле-
мента и фотоприемника использовались -вольфрамовая лампа на-
каливания и -вакуумный фотоэлемент. -Помимо более высокой на-
дежности самих компонентов такой конструкции (свето- и фото-
диод), использование светоизлучающего диода обеспечивает ма-
лое рассеяние мощности -на зеркале, что дополнительно повышает
надежность приемника.
Рис. 3.9. Конструкция приемника Голея
Другой способ регистрации выходного сигнала в газовом при-
емнике состоит в размещении вблизи деформирующейся мембра-
ны неподвижного проводника, который -вместе с мембраной обра-
зует обкладки конденсатора. Емкость конденсатора может быть
измерена с помощью соответствующей электрической схемы. Этот
способ использовался в приемнике ONERA ([3.16], а также в га-
зовых анализаторах (ячейки Люфта), где исследуемым газом за-
полняют один приемник, а выходной сигнал сравнивают с сигна-
лом точно такого же приемника, заполненного эталонным -газом.
Привлекательность этого способа анализа состоит в возможности
получения спектральных характеристик поглощения газами ИК
излучения без применения диспергирующих элементов.
Несмотря на то, что различные типы -пневматических прием-
ников по сравнению с современными интегральными системами
выглядят достаточно неуклюже, их важность трудно переоценить.
Приемники Голея являются основным типом детекторов для -мно-
гих применений, включая газовый анализ, при котором приме-
няются ячейки Люфта. Одна из подобных конструкций использо-
валась для работы в космосе ,[3.16]. Приемник Голея, обладая
чувствительностью в диапазоне видимого света до длин волн.
Равных нескольким миллиметрам, вместе с пироэлектрическими
приемниками относится к числу наиболее широкополосных. Пара-
метры некоторых из них приведены в табл. 3.2 и на рис. 3.3.
87
3.5. ПИРОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ приемник
Применение пироэлектрического эффекта для регистрации ИК
излучения, предложенное еще до начала второй мировой войны,
не потеряло своей актуальности и сегодня. Открытие новых мате-
риалов с улучшенными свойствами, комнатная рабочая темпера-
тура, при которой обеспечиваются параметры, лучшие, чем у тер-
мопарных термисторных болометров и термопар, и одновременно
повышенная прочность, отсутствующая у термопар и приемников
Голея, но необходимая для промышленных и военных применений,
обеспечили неослабевающий интерес к пироэлектрическим детек-
торам, что сделало их наиболее всесторонне изученным типом
приемников ИК излучения.
Пироэлектрический материал обладает внутренним дипольным
моментом, что обусловлено его низким порядком кристаллической
симметрии. Вне образца поле, обусловленное этим дипольным мо-
ментом, обычно полностью нейтрализуется зарядом, распределен-
ным вблизи поверхности образца. В хороших пироэлектрических
материалах (все они хорошие диэлектрики) распределение поверх-
ностного заряда достаточно устойчиво. Поэтому даже небольшие
изменения температуры, приводящие к изменению внутреннего ди-
польного момента, обеспечивают заметные изменения поверхност-
ного заряда. Следовательно, если изготовить небольшой конденса-
тор, между обкладками которого помещен пироэлектрик, то изме-
нения температуры, обусловленные поглощением излучения, будут
проявляться в виде изменения заряда этого конденсатора и могут
быть зарегистрированы. Чувствительность лучших пироэлектричес-
ких приемников сравнима с чувствительностью приемника Голея
или хорошего термопарного приемника, но его прочность при этом
значительно выше, чем у любого другого типа тепловых приемни-
ков со сравнимой чувствительностью.
Полное комплексное сопротивление пироэлектрического преем-
ника имеет почти чисто емкостный характер. Следовательно, сиг-
нал на его выходе может появиться только при переменном вход-
ном сигнале. Максимума выходной сигнал достигает, когда ско-
рость изменения входного сигнала сравнима с постоянной времени
(RC) фоточувствительного элемента. На рис. 3.10 представлена
Рис. 3.10. Принципиальная схема пироэлектрического приемника
88
принципиальная электрическая схема пироэлектрического прием-
ника {3.11, 3.51]. Пусть на элемент площадью А падает модули-
рованное внешнее излучение, причем амплитуда температурных,
изменений при этом равна 0в {см. (3.-4)]. Тогда напряжение на.
входе усилителя описывается выражением
У = <врД0аг(Ц-<о2т2)-«/2> (3.23}
где р — пироэлектрический коэффициент, а
т£=гС (3.24)
представляет собой постоянную времени входной цепи (см. рис.
3.10; г и С—эквивалентные параллельные сопротивление и ем-
кость приемника и усилителя). Используя выражение (3.4) для
вольт-ваттной чувствительности, получаем
/?= Т](® Р'А r/(?)(l +®24)-’/2 (1 н-<о2 т2)-«/2, (3.25)
где хт — время теплового отклика, задаваемое формулой (3.6).
Из уравнения (3.25) следует, что при низких частотах R пря-
мо пропорционально <о, так что R-+G при <о-Н). В области средних
частот (полагаем, что тв=#тт) R не зависит от со, а при высоких
частотах (®<С1/тв, 1/тт) R изменяется, как ш’-1. На практике зна-
чения хе и хт обычно лежат в интервале 10...0,1 с, поэтому для
большинства применений выражение (3.25) можно записать в
виде
R = r}pA/aHC. (3.26)
Отсюда следует, что для обеспечения максимальной чувстви-
тельности необходим материал с большим отношением ple.c', где
е — диэлектрическая проницаемость, ас' — полная теплоемкость-
образца. Параметр р/вс' обычно выбирается в качестве критерия
при отборе материала для пироэлектрических приемников, хотя,
если принять во внимание шумовые характеристики, он может
измениться. Ввести простой критерий отбора материала, пригод-
ный для всех случаев, не представляется возможным.
Основные виды шумов в пироэлектрических приемниках — тем-
пературный, шум Джонсона и шум предусилителя. Источники тем-
пературного шума подробно обсуждаются в работах {3.9, 3.10].
Для современных материалов при всех обстоятельствах шум Джон-
сона играет решающую роль. Если считать, что основной вклад,
в г связан с диэлектрическими потерями в пироэлектрике, то соот-
ветствующее выражение для шума Джонсона, ограничивающего
минимально обнаружимую мощность {см. (3.16)], имеет вид
Pn дж = V1 (4 k T)W (с9/р) W 80 tg 6)V* (Л d)i/2t (3.27)
где е' — вещественная часть комплексной диэлектрической прони-
цаемости, tg 6 — тангенс угла диэлектрических потерь, ео — ди-
электрическая проницаемость вакуума, d — толщина чувствитель-
ного элемента. Уравнение (3.27) указывает на необходимость при-
менения пироэлектриков с (малыми диэлектрическими потерями.
89
Наконец, шум предусилителя существен для крупноразмерных
приемников на высоких частотах и для малоразмерных на низких.
Относительный вклад всех этих типов 'шумов иллюстрирует рис.
3.11, где приведены результаты численного расчета частотных за-
висимостей параметра NEP для приемника на основе триглицин-
Вт- Гц
10' в
ш
ю-10
10‘
100
Шум
Джонсона
Д7, VX 11013
Излучательный
механизм
Идеальный
фотоприемник
Боковой
подвод тепла
Шум, вызванный
теплопроводностью
-Л од вод тепла
через газ
ДИ, VX 11013
Л Гц
Рис. 3.11. Частотные зависимости мощности, эквивалентной шуму пироэлектри-
ческого приемника
Зависимости для различных типов шума приведены для чувствительного элемента площадью
10-2 см2. При расчете приняты следующие значения параметров: р=3,5-10-в Кл-см-^К-1,
с'=2,5 Дж-см-3, Е'=30, tgd«=5-10—3, Кр«=6-Ю-3 Вт-см-1^-1, п=о,8, Т=290 К, d=10 мкм.
Усилитель фирмы Texas Instruments, Ltd VX 11013
сульфата (TGS) в режимах ограничения различными компонента-
ми шума. Выражения для последних, приведенные ниже, демон-
стрируют сложность вывода общего критерия для отбора пиро-
электрического материала при изготовлении приемника:
Pn (шум излучательного теплообмена) =т}~1/2(166сг7’5)1/2Д1/2;
Pn (шум, связанный с теплопроводностью газа в капсуле) =
=Ц-1 (4feT2) 1/2 (2co/feg) V4
Pn (шум, связанный с дополнительным боковым подводом теп-
ла) = Г)-1 (4ЛТ2) ‘/2 (2л®Мр) 1/4Кр‘/2Д1/44/1/2;
Pn (шум Джонсона) =f]-1(4fe7')1/2(c7p) (<oe'eotg6)1/2CAd)1/2;
Pn (шум, вызванный флуктуациями напряжения усилителя) =
= t]_1(<dAV) (с'е'ео/р)А;
Pn (шум, вызванный флуктуациями тока усилителя) =
= r]_1(Aj) (c'lp)d,
где k, а — постоянные Больцмана и Стефана—Больцмана, Т —
абсолютная температура, © — частота, КР, Kg — теплопроводности
через боковые грани чувствительного элемента и через окружаю-
щий газ соответственно, kp = Kpc', kg — Kgc', с' — объемная удель-
ная теплоемкость, A, d — площадь и толщина элемента, е' — ве-
щественная часть комплексной диэлектрической проницаемости,
90
tg 5 _ тангенс угла диэлектрических потерь, е0 — диэлектрическая
проницаемость вакуума, р — пироэлектрический коэффициент ма-
териала, AV и Ai — эквивалентные напряжение и шумовой ток
усилителя, г) — доля мощности внешнего излучения, поглощаемо-
го приемником.
Основные материалы для изготовления пироэлектрических при-
емников относятся к триглицинсульфатной группе (TGS). Кроме
того, используются танталат лития, ниобат бария—стронция, пьезо-
керамики из группы цирконат-титанатных (PZT), а также откры-
тые недавно пленки полимеров на основе поливинилфлюоридов
(PVF) и (PVF2).
В группу TGS входят аморфные триглицинселенат и флюобе-
риллат, их двойные соединения, а также соединения, легирован-
ные либо аминокислотами, либо металлами. Все они используют-
ся для изготовления чувствительных приемников и пировидиконов.
Материалы группы TGS растворимы в воде (их получают из
водных растворов), в связи с чем фотоэлементы, изготовленные
из них, должны быть тщательно защищены от воздействия окру-
жающей среды. Все они имеют сравнительно низкую температуру
Кюри, что ограничивает сверху их рабочую температу-
ру. При нагревании кристалла выше температуры Кюри его по-
ляризация исчезает, причем деполяризация сохраняется и после
охлаждения. Этот недостаток, связанный с необходимостью каж-
дый раз после перегрева восстанавливать поляризацию (для пи-
ровидиконов это типичный случай), устраняется при использова-
нии материалов, имеющих постоянную поляризацию. Как пока-
зано в [3.52], замена части глицина на L-аланин приводит к оп-
ределенной асимметрии гистерезисной кривой поляризации и по-
явлению преимущественного направления поляризации. Легиро-
ванные кристаллы имеют улучшенные диэлектрические свойства
по сравнению с нелегированными. У них несколько выше пиро-
электрический коэффициент и меньше диэлектрическая постоян-
ная. Вероятно это является следствием лучшей поляризации леги-
рованных кристаллов по сравнению с чистыми, где имеется боль-
шее число доменов с противоположно направленными векторами
поляризации.
Лучшие параметры получены у приемников, изготовленных из
аморфного TGS, легированного L-аланином (см. рис. 3.3 и табл.
3.2). Изучение этих материалов [3.53] показало, что возможно и
дальнейшее улучшение параметров пироэлектрических приемни-
ков за счет использования монокристаллических триглицинсульфа-
та и триглицинселената (TGSe), легированных L-аланином, одна-
ко пока широкого распространения они не получили. Для пиро-
электрических видиконов, где требования к материалу несколько
отличаются, лучшие из опубликованных результатов получены на
Двойных композиционных материалах типа DTGS и DTGFB
[3.54, 3.55].
Результаты, полученные на приборах из других пироэлектри-
ческих материалов, также приведены на рис. 3.3 и в табл. 3.2. Эти
91.
материалы используются там, где требуется прочность и низкая
стоимость -приемника. Их применяют в качестве приемников мощ-
ного лазерного излучения. Ранее мы установили, что обе постоян-
ные времени, определяющие быстродействие пироэлектрических
приемников, составляют величину порядка 1 с. В связи с этим их
использование для регистрации высокочастотных сигналов на пер-
вый взгляд кажется странным. Из уравнения (3.27) следует, что
мощность шума Джонсона, ограничивающего минимальную обна-
руживаемую мощность, возрастает пропорционально УН) из-за
роста диэлектрических потерь с частотой. Следовательно, чувстви-
тельность приемника с ростом частоты уменьшается, как Vсо, до
тех пор, пока преобладающим не станет шум предусилителя, после
чего она убывает пропорционально со. Рис. 3.11 иллюстрирует ска-
занное. Необходимо отметить, что использованный здесь предуси-
литель специально подбирался по низкочастотным параметрам.
Всегда можно подобрать и фотоприемник, имеющий низкое шу-
мовое напряжение (при этом шумовой ток будет значительным),
так, чтобы он имел достаточную чувствительность на высоких час-
тотах [3.11]. Из уравнения (3.26) следует, что в режиме ограни-
чения шумом предусилителя напряжение шума АГа, определяю-
щее мощность, эквивалентную шуму
PN = соД VA ЯС/т) р А. (3.28)
Используя те же значения параметров, что и на рис. 3.11, но
учитывая входную емкость предусилителя, находим
1,12.1О-бсоД Ул С Вт-Гц-1/2.
Если, к примеру, использовать предусилитель фирмы Texas
Instruments типа BF817, у которого ЛУа~8-10~10 В-Гц-1/2, и при-
нять, что полная емкость составляет примерно 20 пФ, то получим
(для />10 кГц) Pjv=8,6-IO--15 f. Следовательно, при f=l МГц
Р№=8,6-1О~9 Вт-Гц~1/2. В этих вычислениях использованы данные
для TGS; при использовании материала с худшими свойствами
приемник может иметь значения параметров на I—2 порядка ни-
же. И тем не менее, среди неохлаждаемых приемников такой де-
тектор будет представлять значительный интерес.
Если по каким-либо причинам неудобно работать с фотоприем-
ным устройством, чувствительность которого зависит от частоты,
как 1/f, то возможны два пути. Первый заключается в использо-
вании усилителя с частотной коррекцией, как это делается в пере-
дающих телевизионных камерах. Шумовые характеристики при
этом не ухудшаются. При втором способе приемник шунтируется
низкоомным резистором, уменьшающим постоянную времени при-
бора. Такие детекторы с постоянной времени меньше, чем 1 пс,
известны [3.56]. Однако этот простой метод ухудшает другие па-
раметры прибора из-за шума Джонсона шунтирующего резистора.
Простые приемники на основе пироэлектрической керамики
применяются в системах ночной охраны объектов и для других
специальных целей. Наиболее чувствительные из них все шире
92
используются во всевозможных инфракрасных измерительных си-
стемах, в том числе и на искусственных спутниках Земли [3.57]
и в геодезических приборах. К числу последних относится приме-
нение такого приемника в качестве специального образцового ра-
диометра, в котором металлические электроды чувствительного
элемента служат образцовыми нагревательными элементами и,
таким образом, позволяют путем сравнения получать абсолютные
значения амплитуды внешнего
сигнала. Сюда же относится
пироэлектрический детектор с
интегрирующей полостью (рис.
3.12), который позволяет ис-
следовать спектральные зави-
симости фотоотклика других
приемников излучения [3.58].
К числу наиболее интересных
принадлежат попытки исполь-
зовать некоторые пластические
материалы для изготовления рис $j2. Пироэлектрический приемник
чувствительных элементов. В с интегрирующей полостью [3.57]
этой области требуются тща-
тельные исследования, но восьма вероятно, что в конце концов эти
материалы найдут широкое применение при изготовлении чувстви-
тельных пироэлектрических приемников.
3.6. ДРУГИЕ ВИДЫ ТЕПЛОВЫХ ПРИЕМНИКОВ
Другие виды тепловых эффектов хотя и привлекают известное внимание,
но для изготовления приемников широко не применяются. При частотах, мень-
ших 100 Гц, значения параметров многих из существующих приемников близки
к теоретическому пределу и поэтому вряд ли необходим поиск новых видов
тепловых эффектов. Однако в области высоких частот их параметры часто
существенно хуже и здесь разработка приемников, основанных на новых видах
тепловых эффектов, может их улучшить.
Интересный способ предложен в работе [3.59], авторы которой использо-
вали оптический способ усиления сигнала, полученного в результате линейного
теплового расширения металлической пластины (твердотельный аналог прием-
ника Голея?). При размерах площади 5X0,2 мм2 мощность, эквивалентная
шуму, составляла 10-11 Вт-Гц-1/2, что соответствует значению параметра D* по-
рядка 1010. Постоянная времени составляла около 0,1 с. Эти значения всего в
2 раза отличаются от теоретически возможных.
К анализу эффектов, обусловленных температурными изменениями диэлект-
рической проницаемости, обращались не раз [3.60—3.62], но параметры таких
«диэлектрических» болометров оказались значительно хуже ожидаемых.
Некоторое внимание привлекает магнитный пироэлектрический эффект
[3.63]. При низких частотах удается получить параметры, близкие к парамет-
рам обычных пироэлектрических приемников, но требования к магнитному по-
лю, необходимому для повышения их быстродействия, очень трудно реализо-
вать.
93
Эффект Нернста в соответствующих полупроводниковых материалах (моно-
кристаллы InSb—NiSb [3.64]; CdsAsa—InAs [3.65]; Bi—Sb [3.66]) также изу-
чался. На его основе был получен хороший приемник, причем возможно и
дальнейшее улучшение параметров.
3.7. ИСПОЛЬЗОВАНИЕ ТЕПЛОВЫХ ПРИЕМНИКОВ
В СИСТЕМАХ ТЕПЛОВИДЕНИЯ
Первый приемник, использованный в системе для получения
ИК-изображения, ’был тепловым. Сейчас в этих системах в основ-
ном применяются охлаждаемые (приемники фотонного типа. При-
менение пироэлектрических видиконов, пригодных для получения
качественного теплового изображения, создало основу для произ-
водства простых и дешевых телевизионных систем. Конечно, мож-
но ожидать интенсивного развития всех твердотельных систем теп-
ловидения, подобных твердотельным телевизионным камерам.
В них могут использоваться и тепловые приемники.
Вероятно, самой первой тепловизионной системой был эвапо-
рограф, в котором на черную мембрану наносилась тонкая масля-
ная пленка. Изображение фокусировалось на мембрану, вызывая
испарение масла. Масляная пленка, в свою очередь, освещалась
видимым светом, в результате чего получалась интерференционная
картина, соответствующая тепловому изображению. Такой прибор
обладал крайне низким быстродействием и очень малым разре-
шением, кроме того, он требовал при работе периодических пауз
для восполнения испарившегося масла. Совсем недавно фир-
мой Gretag Panicon вновь опубликовано сообщение о приборе на
базе масляной пленки. Хотя последний и отличается крайней прос-
тотой, но обладает теми же недостатками, что и эвапорограф
[3.67, 3.68].
Современные тепловизионные системы, где для получения изоб-
ражения используется метод сканирования, строятся на базе как
одноэлементных приемников, так и структур с относительно не-
большим числом элементов. В одной из первых удачных попыток
создания таких систем был использован одноэлементный тепловой
приемник — термистор [3.70]. Недостатком этой системы была
малая скорость сканирования, которая не обеспечивала получения
изображения в реальном масштабе времени.
В другой тепловизионной системе применялся двумерный се-
леновый приемник, в котором поглощаемое тепло вызывало сдвиг
края кривой поглощения и, тем самым, модулировало проходя-
щий через селеновую пленку пучок желтого света от натриевого
источника [3.71]. Она обладала высокой чувствительностью, но
слабым разрешением из-за эффекта растекания тепла. Среди дру-
гих двумерных тепловых приемников, используемых для этих це-
лей, следует назвать жидкие кристаллы [3.72], приемники на ос-
нове фосфора [3.73], приемники с линейками болометров, которые
помещались внутрь вакуумной трубки, а считывание производи-
94
лось электронным лучом. Все эти системы характеризовались сла-
бым разрешением и не слишком высокой чувствительностью.
Наибольшие надежды вызывают системы на базе пироэлектри-
ческих видиконов. Их развитие началось с работ [3.74, 3.75].
В настоящее время они активно разрабатываются в США, Вели-
кобритании, Франции и ФРГ. Параметры совершенных пировидн-
конов приблизились к предельным значениям 1[3.76]. Установлено,
что более перспективными по сравнению с TGS материалами для
создания пировидиконов являются DTGS и DTGFB [3.77, 3.55].
Проблема теплового растекания, ответственного за недостаточное
разрешение в других тепловых системах, здесь не стоит так остро,
поскольку для работы пироэлектрического приемника как раз не-
обходима модуляция сигнала. При достаточной скорости модуля-
ции (соответствующей телевизионному стандарту) тепловое рав-
новесие не может восстановиться и, следовательно, эффект тепло-
вого растекания будет менее заметен. Современные мишени пиро-
видиконов имеют вид тонких дисков. Применение мишеней в виде
сетчатых структур с размером ячейки 50 мкм позволяет, в свою
очередь, уменьшить эффект растекания [3.26, 3.78]. На рис. 3.13
приведены типичные характеристики промышленного пировидико-
на типа Р8092, а на рис. 3.14 — картина теплового изображения,
полученная с его помощью ,[3.79]. Параметры современных пиро-
видиконов позволяют надеяться, что они сыграют полезную роль
в технике тепловидения.
Рис. 3.13. Разрешение промышлен-
ных пировидиконов (по данным,
опубликованным фирмой-изготовите-
лем)
Рис. 3.14. Тепловое изображение, по-
лученное с помощью трехлинзового объ-
ектива Rank IRTAL и пировидикона,
аналогичного Р8092 (см. рис. 3.13)
Не вызывает сомнения тот факт, что в конечном итоге тепло-
визионные системы на базе тепловых приемников станут твердо-
тельными [3.80]. Пока не ясно, будут ли это пироэлектрические
95
или другие тепловые приемники [3.81], но, вероятно, внимания
заслуживают лишь те из них, у которых рабочая температура не
отличается от нормальной комнатной.
4 . Фотоприемники ИК диапазона
Д. Лонг1
Фотогальванический эффект и явление фотопроводимости в
твердых телах широко используются для приема ИК излучения.
Такие фотоприемники обладают очень высокой обнаружительной
способностью, хотя для достижения хороших параметров они за-
частую должны охлаждаться. Они имеют хорошие характеристики,
которые продолжают улучшаться вследствие достижения высокой
степени очистки и монокристалличности полупроводников, исполь-
зуемых в качестве активных материалов для фотоприемников.
При этом конкурентоспособными оказываются различные мате-
риалы, и неясно, какой из эффектов будет иметь главное значе-
ние — фотогальванический или фотопроводимость. Попытаемся
оценить эту ситуацию.
Рассмотрим последние достижения, современное состояние и
перспективы усовершенствования фотоприемников, обращая глав-
ное внимание на связь параметров прибора с параметрами полу-
проводникового материала и с теоретическими ограничениями.
Кратко обсудим технологию изготовления фотоприемников. Осо-
бое внимание уделим потенциальным возможностям различных
материалов для фотоприемников, если их свойства можно опти-
мизировать, и сравнению 'фотогальванического эффекта и фото-
проводимости в этих материалах. Будем рассматривать только
фотоприемники ИК диапазона; по фотоприемникам видимого диа-
пазона излучения издан обзор [4.1]. Основные сведения, полезные
для этого раздела, даны в обзоре [4.2] по ИК-фотоприемникам и
их применениям и в обзоре [4.3] по узкозонным полупроводникам.
Основы теории фотодиодов и фоторезисторов будут представ-
лены в § 4.1 в единой форме, удобной для сравнения и обоих эф-
фектов и различных материалов для фотоприемников. В § 4.2—4.4
будут рассмотрены фотодиоды, фоторезисторы с собственной и
примесной фотопроводимостью; каждый из этих параграфов начи-
нается с раздела, в котором общая теория § 4.1 изложена приме-
нительно к данному классу фотоприемников, затем следует раз-
дел, в котором пригодные для данного класса фотоприемников
конкретные материалы оценены с точки зрения теории. Наконец,
в § 4.5 'будут сделаны некоторые выводы о состоянии и перспек-
тивах развития фотодиодов и фоторезисторов. Используемые в
этой главе обозначения, которым не даны определения в тексте,
представлены в табл. 4.1.
1 Honeywell Corporate Technology Center, Bloomington, MN 55420, USA.
96
Обозначения, использованные в гл. 2
Таблица 4.1
А — фоточувствительная площадь приемника
b — отношение подвижностей электронов и дырок, толщина актив-
ной области фотодиода
с — скорость света
Dn, Dp — коэффициенты диффузии электронов и дырок
D*^ — удельная монохроматическая обнаружительная способность
е (индекс) — электрон
Е — энергия, напряженность электрического поля
Ef — энергия уровня Ферми
Eg — ширина запрещенной зоны
Et — энергетический уровень ловушек
f — частота
Д' — полоса пропускания
g — скорость генерации носителей заряда
£т — тепловая скорость генерации
G — коэффициент фотоэлектрического усиления
h — постоянная Планка
h (индекс) — дырка
I — электрический ток
1п — шумовой ток
1р — фототок
/> — ток сигнала
k — постоянная Больцмана
I — длина фоторезистора
Le, Lh — диффузионная длина электронов, дырок
т* — эффективная масса носителей заряда
п — концентрация электронов
п (индекс) — количество в п-области
«о — тепловая равновесная концентрация электронов
п< — концентрация собственных носителей
Дп — концентрация электронов, возбужденных излучением
Na, Nd, Nt — концентрация акцепторов, дырок, ловушек
Nc, N* — эффективная плотность состояний в зоне проводимости, валент-
ной зоне
р — концентрация дырок
р (индекс) — количество в р области
Р^ — мощность потока фотонов
q — заряд электрона
г — коэффициент отражения
R (индекс) — время жизни при излучательной рекомбинации
Rr — скорость прямой излучательной рекомбинации
— монохроматическая чувствительность
s — скорость поверхностной рекомбинации
5 (индекс) — сигнал
t (индекс) — концентрация в ловушках
t толщина фоторезистора
Т — абсолютная температура
V — напряжение
w — ширина фоторезистора
W — ширина области объемного заряда
а — коэффициент поглощения
8о — диэлектрическая постоянная вакуума
8пп — диэлектрическая проницаемость полупроводника
Т) — квантовай эффективность
X — длина волны фотона
Це, цл — подвижность электронов, дырок
р — удельное сопротивление фотопроводящего материала
т — время жизни, постоянная времени
4—74
97
Окончание табл. 4.1
Xai — время жизни при рекомбинации Оже в полупроводнике с соб-
ственной проводимостью
Xr — время жизни при излучательной рекомбинации
ф — плотность потока фотонов
4.1. ОСНОВЫ ТЕОРИИ
4.1.1. Прямое детектирование
Фотогальванический эффект и фотопроводимость являются
следствием прямого преобразования поглощенных фотонов в элек-
троны проводимости в материале. Эффекты различаются электри-
ческим методом обнаружения фотовозбужденных электронов. Фо-
топриемники, работа которых основана на этих эффектах, назва-
ны фотонными, потому что они преобразуют фотоны непосред-
ственно в электроны проводимости; «в них не используются про-
межуточные процессы, такие как нагрев материала поглощаемы-
ми фотонами, приводящий к изменению измеряемых электричес-
ких свойств в тепловых приемниках.
Фотон достаточной энергии может быть поглощен в материале
фотонного приемника с переходом возбужденного электрона из
непроводящего в проводящее состояние, и возбужденный фото-
излучением электрон можно затем наблюдать по его вкладу в
электрический ток или напряжение. Для обнаружения фотона его
энергия Е должна быть больше энергии возбуждения электрона
^возб. Так как
E = hc/K (4.1)
где % — длина волны фотона, фотонный приемник чувствителен
только к фотонам с где Хсо— граничная длина волны, оп-
ределяемая соотношением
^со ~ £^/£*возбФ (4*2)
При возбуждении может происходить переход либо из валентной
зоны в зону проводимости с образованием электронно-дырочных
пар (собственное возбуждение), либо с дискретного энергетичес-
кого уровня дефекта кристалла (легирующей примеси) в любую
зону с образованием дырки или электрона проводимости (примес-
ное возбуждение).
4.1.2. Фототок, фотоэлектрическое усиление и чувствительность
Если поток фотонов с плотностью Ф, фотон/см2-с, и длиной
волны попадает на фотонный приемник, то число поглощен-
ных и преобразованных в фотовозбужденные электроны фотонов
равно т|Ф, где т] — квантовая эффективность. Для превращения
возбужденных фотоизлучением электронов в фототок используют
фотогальванический эффект или эффект фотопроводимости. Фото-
98
гальванический эффект .возникает в материале, в котором есть
область объемного заряда; когда возбужденная фотоизлучением
электронно-дырочная пара попадает в область объемного заряда,
электрон и дырка разделяются колем этого заряда, создавая фо-
тоток. Область объемного заряда формируется либо барьером
Шотки, который представляет -собой контакт металл—полупровод-
ник, либо р-п переходом. Фотодиод может работать с напряже-
нием смещения, задающим рабочую точку на вольт-амперной ха-
рактеристике, или без него. При использовании фотопроводимости
к однородному образцу материала прикладывают напряжение сме-
щения для создания фототока, пропорционального концентрации
возбужденных фотоизлучением электронов. При каждом из этих
двух эффектов фототок в режиме короткого замыкания
Ip = AqT\®G, (4.3)
где коэффициент фотоэлектрического усиления G представляет
собой число протекающих в электрической цепи электронов, при-
ходящееся на один поглощенный фотон. Плотность потока фото-
нов Ф определяется «сигнальным» излучением объекта или излу-
чением фона. Фотоэлектрическое усиление определяется свойст-
вами приемника, т. е. используемым типом фотоэффекта, материа-
лом и конструкцией приемника. В фотодиодах обычного типа (на-
пример, в нелавинных фотодиодах) G = l, тогда как в фоторези-
сторах обычно G#=l.
Если 1Р в выражении (4.3) —ток фотосигнала Л, то токовая
чувствительность приемника имеет вид
Si (I8)==q^G/hc, (4.4)
где ц = 0, когда Х>Хсо, Ф=РкК/А1гс. Таким образом, если при
Х<Хс0 длина волны X относительно постоянна, то чувствительность
идеального фотонного приемника имеет пилообразную зависимость
с максимумом на длине волны Хс0. На практике пилообразная ха-
рактеристика несколько искажается или сглаживается вследствие
постепенного роста поглощения фотонов в используемом материале
вблизи %со- Сглаженное пилообразное спектральное распределение
чувствительности характерно для фотонного приемника (см., на-
пример, [4.2]).
Для фотонного приемника, в принципе, может быть выбран
любой материал, у которого энергия возбуждения электрона удов-
летворяет требованию
^возб hc/KCQ. (4.5)
Однако практически энергия Евозб должна удовлетворять не-
равенству (4.5) как можно точнее, чтобы можно было максималь-
но повысить рабочую температуру приемника и снизить фоновое
излучение, ограничивающее параметры приемника.
Подходящим материалом являются полупроводники, так как
они имеют ширину запрещенной зоны (для фотодиодов и фото-
резисторов с фоточувствительностью в области собственного пог-
4 99
лощения) и энергии ионизации примесей (для фоторезисторов с
фоточувствительностью в области примесного поглощения), соот-
ветствующие [ом. (4.2)] длинам «волн ИК диапазона. Применяе-
мые полупроводники должны обладать широким набором энергий
возбуждения для того, чтобы удовлетворить потребность в фотон-
ных приемниках, оптимизированных по всему ИК спектру для
различных длин волн. Поэтому в качестве материала для фотон-
ных приемников приходится использовать различные полупровод-
ники в отличие, например, от микроэлектроники, где такое требо-
вание отсутствует и в различных приборах используется единст-
венный полупроводник — кремний. Возможно, что наиболее эле-
гантным решением проблемы обеспечения различных энергий воз-
буждения в материалах для фотонных приемников является при-
менение полупроводниковых сплавов, в которых либо ширина
запрещенной зоны, либо энергия ионизации примеси могут изме-
няться путем изменения состава сплава; однако технологические
требования заставляют ограничиться лишь немногими хорошо раз-
работанными элементарными полупроводниками и полупроводни-
ковыми соединениями для применения в качестве материалов для
фотонных приемников определенных диапазонов спектра.
4.1.3. Шумы
Обнаружительная способность приемников ограничена шума-
ми. Дробовой шум является основным в фотодиодах. В работе
[4.4] приведено выражение для тока дробового шума
/*.ФД = 2q [ IP+ [exp (q V/0 kТ) + И } А/ (4.6)
для приемника с вольт-амперной характеристикой, описываемой
выражением
7=/нас [exp (z/V/P^T)—1], (4.7)
где /нас — ток насыщения при обратном смещении. Вольт-ампер-
ная характеристика вида (4.7) типична для р-п переходов и барье-
ров Шотки. Для барьера Шотки и идеального р-п перехода, в
которых ток определяется только диффузией основных носителей,
Р=1. Если в фототок вносит вклад также генерация и рекомби-
нация носителей в области пространственного заряда р-п перехо-
да, то 1 <|3<2. Уравнение (4.7) может быть представлено в виде
I = М2 [ехр (<? V/p k Т) — 1 ] , (4.8)
qR
так как
Я = -(dZ/dV)7J0=P kT/ql^, (4.9)
где R — темновое сопротивление диода при нулевом смещении;
R не зависит от плотности потока фонового излучения ФфОН. При
100
подстановке выражений (4.3) и (4.8) в уравнение (4.6) с учетом
того, что в фотодиодах G='l, получаем
/«.ФД = 2-7 [<7ПФфон А + exp (q V70 k Т) + А А (4.10)
В уравнении (4.10) принято, что Ф=Фф0Н, так как при любом
практическом применении поток фотонов, вызывающий шум при-
емника, будет почти полностью фоновым. При Ффон=0 и У=0
уравнение (4.10) сводится к хорошо известному выражению для
джонсоновского шумового тока:
/2 = (4АТ//?)ДД (4.11)
Генерационно-рекомбинационный шум и шум Джонсона явля-
ются основными в фоторезисторах. Полный шумовой поток опре-
деляется выражением
^.фр = 4 <7 (<7 ПФфон А& + qgT G* + k T/qR) A f. (4.12)
Первые два члена в скобках уравнения (4.12) представляют
собой ГР шумы, обусловленные, соответственно, носителями, воз-
буждаемыми фоновым излучением, и тепловыми равновесными
носителями в полупроводнике; выражения для этих членов полу-
чены в приложении А из более известных выражений для ГР шу-
ма. Третий член в скобках (4.12) является шумом Джонсона;
R — сопротивление фоторезистора, которое в этом случае может
зависеть от плотности потока фонового излучения. Коэффициент
фотоэлектрического усиления G в уравнении (4.12) обычно яв-
ляется функцией напряжения смещения, приложенного к фото-
резистору. При больших напряжениях смещения возникает эффект
вытягивания носителей, который будет обсужден ниже, и члены,
относящиеся к ГР шуму, должны умножаться на коэффициент а,
где 1/2^а<1, но это только незначительная поправка.
Выражения (4.10) и (4.12) для шумовых токов фотодиодов и
фоторезисторов могут быть записаны в ваде
PN = «<71<7пФфон AG* + Id (V) + kT/qR}bf; (4.13)
для фотодиодов и=2 и G=’l, тогда как для фоторезисторов п=4,
a G может принимать ряд значений; Id— темновой ток, завися-
щий от напряжения.
При применении фотонных приемников могут проявляться из-
быточные шумы, такие как шум типа 1/f и шум электронного
тракта, используемого для обработки фотосигнала. Полагают, что
источниками шума типа l/f являются электронные переходы, про-
исходящие на поверхности полупроводника или на электрических
контактах приемника, хотя удовлетворительная общая теория еще
не создана; шум типа 1/f можно свести к минимуму с помощью
обработки поверхности и улучшения электрических контактов; та-
ким образом, это проблема скорее технологическая. Шум элек-
тронного тракта также можно сделать минимальным, но для реа-
лизации предельных характеристик приемник должен иметь та-
101
кие параметры, чтобы шум электронного тракта был пренебре-
жимо мал по сравнению с собственными шумами приемника; сиг-
нал и шум приемника должны быть достаточно большими, чтобы
шум приемника с большим отношением сигнал-шум превышал
шум электронного тракта. Фоторезисторы имеют преимущества
перед фотодиодами вследствие того, что G в фоторезисторах мо-
жет превышать единицу. Шум электронного тракта определяет,
каким должен быть собственный шум приемника для того, чтобы
быть преобладающим и, следовательно, определяющим характе-
ристики приемника. Следует иметь в виду, что при использовании
результатов этой главы необходимо всегда оценивать роль шумов
электронного тракта при расчетах или прогнозировании парамет-
ров приемника, которые можно реализовать на практике.
4.1.4. Обнаружительная способность
Спектральную зависимость обнаружительной способности в об-
щем виде
^ = 5даЛ«/2(Д/)1/2/7п (4.14)
с учетом (4.4) и (4.13) можно записать как
пффоя+^-2_ + 1. (4.15)
q G2 A q2 G2 RA
Уравнение (4.15) является общим соотношением между и
параметрами приемника; оно применимо как к фотодиодам, так
и к фоторезисторам. В разрабатываемых устройствах с ИК-прием-
никами обычно стремятся достичь значения , ограничиваемого
шумами фонового излучения (режим ОФ). Для этого требуется,
чтобы в знаменателе выражения (4.15)
/ЯтС2Л«т]Ффон; (ЛТ/172)(1/б2/?Л)<1|Фф0Н. (4.16); (4.17)
Это второе и третье условия, налагаемые на параметры мате-
риала и конструкцию фотонных приемников: они частично взаи-
мосвязаны, поскольку содержат общие параметры. При выполне-
нии первого — третьего условий единственным параметром, от ко-
торого зависит , является тр Вообще говоря, для достижения
предельного значения D*v (режим ОФ) необходимо также иметь
квантовую эффективность, близкую к максимально возможному
значению, т. е.
т|->1. (4.18)
Это — четвертое условие; оно также способствует выполнению
неравенств (4.16) и (4.17).
Суммируя и упрощая выражения (4.6) и (4.18), получаем че-
тыре условия, налагаемые на параметры полупроводника и кон-
струкцию фотонных ИК-приемников:
1) £‘возб = йс/%со; это условие определяет спектральную харак-
теристику;
102
2) qG24^/<i( У)/<7ФфоН; это условие обычно ограничивает мак-
симальную рабочую температуру;
3) т]&27?Л^>ЛТ/^2Ффон; это условие 'позволяет приблизиться к
режиму ОФ при температуре, определяемой условием 2;
4) это условие позволяет получить предельное значе-
ние D*K (режим ОФ).
Эти четыре условия будем использовать как основу для ана-
лиза и сравнения различных материалов фотоприемников фото-
гальванического и фотопроводящего типов в последующих пара-
графах главы. Условия 1—4 удобны для обсуждения свойств ма-
териалов фотоприемников, так как параметры в левой части че-
тырех соотношений прямо связаны с измеряемыми и контролируе-
мыми свойствами материала.
4.1.5. Другие параметры фотоприемников
Обычно для фотонных приемников первостепенное значение
имеет достижение предельных значений D\ при требуемой длине
волны Ко, однако важными могут быть и другие параметры фото-
приемников. В табл. 4.2 указаны различные параметры приемника
и предъявляемые к ним требования для большинства разрабаты-
ваемых систем.
Для многих применений вторым важным параметром является
быстродействие. Оно может быть ограничено различными факто-
рами, такими, как время жизни носителей заряда в материале,
время вытягивания фотовозбужденных носителей и постоянная
времени 7?С-приемника и связанного с ним электронного тракта.
Подробный анализ быстродействия выходит за рамки этой главы.
Для получения оптимальных характеристик фотонные прием-
ники, как правило, должны охлаждаться и чем больше длина вол-
Таблица 4.2
Требования к параметрам фотоприемников, применяемых в ИК-системах
Параметры и свойства приемников Аппаратурные требования к параметрам
Длины ВОЛН (1со) Удельная монохроматическая обнару- жительная способность (-О\) Быстродействие Рабочая температура Число элементов Электрическая рассеиваемая мощ- ность Стоимость на элемент Электронный тракт Влияние окружающей среды Перекрытие большей части ИК диапа- зона Предельно возможная (режим ОФ) Для некоторых систем очень высокое Достаточно высокая для механического или термоэлектрического охлаждения >100 Низкая, в расчете на один элемент для больших матриц Низкая в больших матрицах Интегральное исполнение с фоточув- ствительной матрицей Нечувствительность к сильному внешне- му излучению в некоторых системах
193
ны %со, тем ниже должна быть рабочая температура приемника Л
Между температурой окружающей среды, определяющей фоновое
излучение, попадающее на приемник, и температурой, при которой
приемник должен работать для достижения режима ОФ, сущест-
вует соотношение (4.5). В этой главе -в качестве количественного
примера будет рассмотрен фотонный приемник с %со=12,4 мкм, ра-
ботающий при температуре 77 К; полученные результаты могут
быть использованы при других температурах и для других %со-
Однако надо иметь в виду, что для данных параметров выпол-
няется условие ТХо—const, т. е. большей длине волны %со соответ-
ствуют более низкие рабочие температуры Т. Это соотношение
справедливо, потому что величины, определяющие параметры при-
емника, изменяются, главным образом, как экспоненты £Возб/АТ=
= hc/kTKCQ.
С проблемой рабочей температуры приемника связана электри-
ческая рассеиваемая мощность. Через фоторезистор должен всег-
да протекать рабочий ток I и, следовательно, он потребляет элек-
трическую мощность /2/?, тогда как фотодиод может работать и
без смещения. Практические применения требуют, чтобы фото-
приемник потреблял минимум электрической мощности и его теп-
ловыделение было бы минимальным.
Часто применение ИК-приемников требует изготовления мат-
риц с большим числом чувствительных элементов. Для того чтобы
всю матрицу можно было эффективно охладить, необходимо, что-
бы на каждом чувствительном элементе выделялась минимальная
электрическая мощность. Требуется также достаточная однород-
ность параметров элементов матрицы [4.6]. Другим следствием
усложнения технологии изготовления матрицы является необходи-
мость понижения стоимости одного чувствительного элемента с
тем, чтобы стоимость всей матрицы не становилась чрезмерной;
таким образом, стоимость на элемент может быть своего рода
«экономическим» параметром приемника, таким же важным, как
«технические» параметры. Существует также тенденция к инте-
гральному исполнению электронного обрамления и матрицы при-
емников, что позволит обрабатывать сигнал непосредственно рядом
с матрицей; это, в свою очередь, может влиять на выбор режима
работы и материала фотоприемника.
Наконец, для некоторых применений требуется относительная
нечувствительность приемника к внешним воздействиям, таким
как высокие температуры хранения, облучение проникающим или
лазерным излучением.
4.2. ФОТОДИОДЫ
4.2.1. Теория
В фотодиодах используется фотовозбуждение в области собст-
венного поглощения. Они изготавливаются из полупроводников с
шириной запрещенной зоны, удовлетворяющей условию 1 для за-
104
данных длин волн. Используя член Id(V) в уравнении (4.10) и
полагая G=1 для этих фотодиодов, преобразуем условие 2:
т) RA > ехр (<? V/p kT). (4.19)
Г Ффоп
Тогда для условия 3 получаем
т)ЯЛ>А77?2Ффон, (4.20)
так как 0=1. Если V — большое отрицательное (обратное) нап-
ряжение смещения (фотодиодный режим), то правая часть нера-
венства (4.19) стремится к нулю и неравенство выполняется при
любых значениях левой части. При нулевом напряжении смеще-
ния (V=0) (фотогальванический режим) (4.19) переходите (4.20).
Следовательно, для фотодиодов условия 2 и 3 выполняются при
значениях произведения /Мц, достаточно высоких для удовлет-
ворения 'неравенства (4.20) при рабочих плотностях потока фоно-
вого излучения Фф ОН*
На рис. 4.1 показана зависимость правой части неравенства
(4.20) от Ффон для приемника, работающего при температуре 77 К.
Например, фотодиод с ХСо= 12,4 мкм и апертурой 2л при темпе-
ратуре источника фонового излучения 300 К для достижения ре-
жима ОФ должен обладать т)7?Л^>5-10-2 Ом-см2 для выполнения
неравенства (4.20). Согласно рис. 4.1 значение ц/М, необходимое
для работы в режиме ОФ, увеличивается с уменьшением плот-
ности потока фонового излучения.
, Ом*см2
Плотность потока фонового
излучения ФфОН, фотон/см2 *с
Рис. 4.1. Зависимость правой части не-
равенства (4.20) от плотности потока
фонового излучения.
Стрелка при ФфОН-9-10п фотон/см2 с указы-
вает на плотность потока при температуре ис-
точника фонового излучения с длиной волны
Хс0=12,4 мкм, падающего на приемник с апер-
турой 2Л; это наибольшая достижимая плот-
ность потока
р-п переход
р-тип
hc/X
Тыльный
контакт
Передняя
-^поверхность
Рис. 4.2. Геометрическая модель р-п
перехода фотодиода
Передний
105
Проблема достижения максимальной обнаружительной способ-
ности фотодиодов, таким образом, эквивалентна получению мак-
симального произведения RA для р-п перехода или барьера Шот-
ки, так же как и повышению квантовой эффективности т) прибо-
ров. Фотодиоды часто оценивают по измеренным значениям D*
при незначительном фоновом излучении и нулевом напряжении
смещения; в этом случае из уравнения (4.15) следует простое
соотношение между , ц и RA:
D*x=qrfr(RA)W/2hc(kT)V2. (4.21)
Проанализируем произведение и г] для р-п переходов и барье-
ров Шотки.
Общая модель фотодиода с р-п переходом показана па рис. 4.2.
В работе [4.7] проведен почти полный анализ этой модели в пред-
положении, что ток через р-п переход обусловлен только диффу-
зией носителей заряда. В общем случае может также протекать
ток, обусловленный генерацией — рекомбинацией носителей в об-
ласти объемного заряда [4.8], но он обычно мал по сравнению
с диффузионным током для рассматриваемых здесь приемников
(см. приложение Б, к которому будем обращаться и далее). Не-
обходимо теперь сделать дополнение к анализу [4.7].
Мелнгейлис и Харман рассчитали квантовую эффективность и
ток насыщения перехода [который определяет RA, см. (4.9)] для
модели, изображенной на рис. 4.2, предполагая, что тыльный элек-
трический контакт (х=—Ь) характеризуется высокой скоростью
поверхностной рекомбинации, т. е. Д«=0. Такой контакт можно
получить, используя «нейтральный» металл, т. е. металл, не леги-
рующий полупроводник, к которому присоединен контакт. Однако
часто изготавливают контакт к полупроводнику, используя металл,
являющийся легирующей примесью того же типа проводимости
(р или «), что и полупроводниковый материал, к которому он
присоединен. Если переход от металла к полупроводнику доста-
точно резкий для образования области объемного заряда между
р+- и p-областями (или п+- и «-областями) полупроводникового
материала, то ему соответствует граничное условие d(A«)/dx=0;
действительно, ток неосновных носителей — электронов — не мо-
жет протекать через такую границу раздела в сильно легирован-
ный р+-материал [4.9]. Если переход плавный, то ему соответст-
вует граничное условие Д«=0. Анализ для р+-р контакта не сло-
жен и приводит к простому изменению последнего члена в квад-
ратных скобках выражения (37) из работы [4.7]
(AqDenpolLt) th (fe/LJ,
где th bi'Le заменяется на cth b/Le. Заметим, что на контакт р+-р-
типа налагается то же граничное условие, что и использованное
Мелнгейлисом и Харманом для передней поверхности в случае»
когда s=0 и отсутствует фототок (Af=O в их системе обозначе-
ний); т. е. d(Ap) /dx=i0.
Таким образом, основными расчетными уравнениями для р-п-
106
перехода фотодиода являются уравнения Мелнгейлиса и Хармана
(37) и (38) с указанным выше изменением уравнения (37), если
используется тыльный контакт р+-р-типа. Для получения макси-
мальной квантовой эффективности т) необходимо, чтобы г=0 (это
достигается с помощью просветляющего покрытия), s~0 (дости-
гается формированием аккумулирующего (п+)-слоя на передней
поверхности] и b]Lh<^A, так что chft/7-ft~l; эти требования, к
счастью, способствуют получению максимальных значений RA,
так как при их выполнении дырочный ток становится незначитель-
ным, и приводят к преобразованию (37) из работы |[4.7] в следую-
щем выражении для RA:
RA=~a( V’ = f 9-Ре-ро cth — V* (4.22)
\dV Jv=o q \ Le Le ) k
при граничном условии An=0; th b!Le заменен на cth b)Le для тыль-
ного контакта р+-р-типа. Для получения максимального значения
RA необходимо теперь свести к минимуму второй член в скобках
выражения (4.22). Упростим задачу, рассматривая три возможных
крайних случая для двух формул
{qDe пРйЩ) cth (t>/Le) ;
(qDe nP0/Le) th (blLe).
Случай а). При b^>Le обе формулы упрощаются:
q ^Pq/Cg = Я
так как Le= (DexB)i/2.
Случай б). При b^Le первая формула упрощается:
qDe пРй1Ь = (у Le fip0/xe)1(Le/b).
Случай в). При b<^Le вторая формула упрощается:
qbnpJxe.
Очевидно, что случаю в) соответствуют наименьшие токи и,
следовательно, наибольшее значение произведения Я<4. Таким об-
разом, необходимо, чтобы тыльный контакт р+-р-типа был распо-
ложен на расстоянии b<^Le от перехода при том условии, что об-
щая толщина прибора достаточна для поглощения в полупровод-
нике значительной части излучения сигнала. Применяя для выра-
жения (4.22) случай в, получаем
Те = Те
q2 bnp0 q2 bn2t
как наибольшее возможное значение произведения RA, используя
хорошо известное статистическое соотношение [4.10]
Pponpo = n2 (4.24)
Подобный анализ применим и к приемнику с переставленными
по отношению к рис. 4.2 областями р- и n-типа. В результате
Ррохе в выражении (4.23) будет заменено на ппотл. На практике
107
может быть трудно получить электрический контакт, требуемый
для случая в), тогда можно использовать случай а) и рассчитать
RA, заменив Ь в выражении (4.23) на Le. Кроме того, для опреде-
ления значения произведения RA можно использовать ГР ток;
значимость ГР тока по сравнению с диффузионным можно оце-
нить из следующего выражения, выведенного в работе [4.8], зная
время жизни т в области объемного заряда:
/Гр — <7 ni/2 т, (4.25)
где W — шрина области объемного заряда.
Для сравнения с условием 2) (см. § 4.1) для фоторезисторов
необходимо записать (4.20) в другой форме. Подставляя (4.23) в
(4.20), получаем для случая в)
П Рро Ъ/п* Ъ > Фф0'а1 (4.26)
или, для случая а),
Л Рро Ффон
(4.27)
Исследованы некоторые разновидности структуры р-п перехо-
да в фотодиоде, такие как гетеропереходы (в которых широкозон-
ный материал пропускает па-
Рис. 4.3. Энергетическая диаграмма
барьера Шотки, образованного при на-
несении металла на полупроводник с
проводимостью л-типа
дающее излучение до р-п пере-
хода и узкозонного материала)
и переходы, освещаемые с
тыльной стороны. Однако, хо-
тя повышение квантовой эф-
фективности и возможно в этих
приборах, они не обеспечивают
характеристик, существенно
отличающихся от характери-
стик модели, изображенной на
рис. 4.2.
Другим примером реализа-
ции фотодиода является барь-
ер Шотки, получаемый нанесе-
нием металла на поверхность
полупроводника. Энергетиче-
ская диаграмма для барьера
Шотки показана на рис. 4.3.
Вольт-амперная характеристика барьера Шотки [4.10] описывает-
ся выражением
откуда
д(^Г‘
\dV
k Т
A* дТ2
/ Q Ф пп \
ехр ___.
\ kT J
(4.28)
(.4.29)
= РА=
Постоянная Ричардсона для свободных электронов
А*=120 А/см2-К2; в полупроводнике А* будет отличаться от это-
108
то значения в соответствии с отношением т*1т\ практически для
всех применяемых полупроводников m*/m<l и, таким образом,
А*<120 А/см1 2-К2. Для подлинного барьера Шотки высота барье-
ра Фвп<.Ев\ если Фвп>Ес„ то слой полупроводника, примыкаю-
щий к поверхности, имеет инвертированный тип проводимости, а
следовательно, в полупроводниковом материале возникает р-п пе-
реход. Оценим RA с учетом этих ограничений для фотодиода с
барьером Шотки, работающего при 7=77 К; получим RA<
<470 Ом-см2 из уравнения (4.29). Эта оценка представляет со-
бой верхний предел значения RA, достижимого для барьера Шот-
ки. Будем иметь в виду этот результат для дальнейшего сравне-
ния со значением RA, рассчитанным для фотодиода с р-п перехо-
дом.
Общее дополнительное требование к фотодиодам состоит в
уменьшении их инерционности. Инерционность фотодиода часто
определяется его постоянной времени RC [4.7]. Таким образом,
для данного RA необходимо уменьшать емкость на единицу пло-
щади р-п перехода:
С/А = 8ПП8О/Г. (4.30)
Для уменьшения С/А используют как можно менее легирован-
ный материал, по крайней мере с одной стропы перехода, изготав-
ливают плавный р-п переход, а также используют режим работы
с обратным напряжением смещения [4.10]. Однако увеличение W
приводит к увеличению вклада ГР тока, а произведение RA мо-
жет уменьшаться пропорционально степени легирования. Рассмо-
трим эти вопросы в следующем разделе при анализе материалов
для фотоприемников.
4.2.2. Материалы
Фактически любой полупроводник с шириной запрещенной зоны, удовле-
творяющей условию 1 для ИК диапазона, потенциально является материалом,
пригодным для создания фотодиода. Остальные три условия носят для фото-
диодов больше технологический характер, требуя хорошего качества изготов-
ления р-п перехода или барьера Шотки для получения высокого значения
совершенных покрытий и обработки поверхности для обеспечения высокого зна-
чения т). Полупроводниковые соединения с хорошо отработанной технологией,
такие как InSb и InAs, используются как материал для фотодиодов, но обес-
печивают оптимальные характеристики только на одной длине волны. Боль-
шей универсальности можно достичь при использовании полупроводниковых
сплавов, ширина запрещенной зоны которых, а следовательно, и Хго, изменяются
в зависимости от состава сплава (х). В последние годы большое развитие по-
лучили работы по применению сплавов Pbi-xSnxTe для изготовления фотодио-
дов [4.3, 4.7]. Как материал для фотодиодов применяются также сплавы
Hgi_xCdxTe, однако до настоящего времени на них обращалось меньше вни-
мания \ чем на Pbi-xSnxTe.
1 В настоящее время основное место в технике заняли сплавы
Hgj-xCdxTe. — Прим. ред.
109
Эти два сплава наиболее перспективны как материалы для фотодиодов и будут
анализироваться в данном разделе; их основные свойства приведены в прило-
жениях В и Г. Хотя InSb и InAs также используются для изготовления фото-
диодов, они не будут здесь рассматриваться; как указано в приложении Г,
эти два соединения аналогичны сплавам Hgi-xCdxTe, имеющим такую же ши-
рину запрещенной зоны, так что потенциальные характеристики InSb и InAs
будут подобны характеристикам сплавов Hgi-xCdxTe.
Как пример для обеих систем сплавов рассмотрим фотодиод с Хсо=12,4 мкм
и рабочей температурой 77 К. Результаты этого рассмотрения приближенно
справедливы для других длин волн и температур, удовлетворяющих соотноше-
нию Хсо^~const (см. разд. 4.1.5).
Рассмотрим сначала сплав РЬ^жБпжТе, используя сведения из приложе-
ния В. Для приемника, выбранного в качестве примера, условию 1 должен
удовлетворять сплав Pbo,8SnOi2Te [см. (4.104)]. Нас интересуют теоретически
возможные характеристики приемника, изготовленного из этого материала. Со-
гласно условиям 2 и 3 предполагаем, что материал обладает достаточно высо-
ким совершенством, так что рекомбинация Шокли — Рида незначительна и про-
исходит главным образом только прямая излучательная рекомбинация. Тогда
время жизни электронов в области с проводимостью p-типа (см. рис. 4.2)
xe = n]/RrpP. (4.31)
Подставляя (4 31) в (4.23), получаем для случая в) максимально возмож-
ное значение
RA = (kT/q2)/b Rr; (4.32)
такое же выражение применимо, если изменить тип проводимости областей (см.
рис. 4.2) на противоположный.
Чтобы рассчитать RA для Pbi_.ASnxTe, следует оценить минимальное зна-
чение Ь, достаточное для почти полного поглощения сигнального излучения.
Необходимо также, чтобы ГР ток был незначителен [см. соотношение (4.103)
в приложении Б]. Тогда на геометрические размеры налагается требование
Le » Ь « 2,5 а-1 » W; (4.33)
так как b составляет большую часть толщины приемника, в которой происхо-
дит поглощение; на длине 2,5а-1 будет поглощаться свыше 9Ю’% излучения в со-
ответствии с общим выражением для квантовой эффективности [4.11]
Л = (1 — г) [1 — ехр (— а £)]/[ 1 — г ехр (— а&)]; (4.34)
если коэффициент отражения г«0, то для такой толщины т)>0,9. Для
Pb!-xSnxTe Ь«5-10~4 см (см. приложение В). Используя общее соотношение
для диффузионной длины
L = Dt (4.35)
и соотношение Эйнштейна
qD^pkT, (4.36)
а также выражения, приведенные в приложении В, находим, что для любого
типа носителей в сплаве РЬо.вБпо.гТе с Хсо= 12,4 мкм при 77 К диффузионная
длина в материале при ограничении только прямой излучательной рекомбина-
цией
L « 5,8- 10йр~5/6 см.
(4.37)
1,10
В общем виде ширина области объемного заряда для резкого р-п перехо-
да [4.10]
1 £пД в* / Пп ~Ь Рр \ у
у q \ ппрр ) *
(4.38)
где Vh — контактная разность потенциалов.
Резкий р-п переход обладает -наименьшим возможным значением поэто-
му будем использовать его как «оптимальный случай» в духе нашего анализа.
Например, если пп<р₽, т. е. переход несимметричный, то
W к
/2 еДц 8р Ук
q пп *
(4.39)
Контактная разность потенциалов Ук перехода также зависит от пп и
рР, но только по логарифмическому закону [4.10] и для упрощения
в этой главе с хорошим приближением можно считать Ук^Ев. Графики трех
геометрических параметров, рассмотренных в этом параграфе, приведены на
рис. 4.4 для реальных концентраций носителей в сплаве РЬо,8$По,2Те. Из ри-
сунка видно, что для этого сплава при температуре 77 К неравенство (4.33)
может выполняться при р^-1015 или п^З-1017 см~3.
Рис. 4.4. Зависимости геомет-
Рис. 4.5. Зависимости произведения
RA от концентрации носителей в р-п
переходе фотодиода из РЬо.вЗпо.гТе
при 77 К, характеристики которого
приведены на рис. 4.4
рических параметров от кон-
центрации носителей в
р-п переходе фотодиода из
Pbo.eSn^Te с %со=12,4 мкм
при 77 К
Значения RA для случая в) в соответствии с рис. 4.4 приведены на рис. 4.5:
использовано значение Rr для Pbo,8Sno>2 Те при 77 К, рассчитанное при подста-
новке (4.107) в (4.32). На рис. 4.5 показаны также изменения RA для случая
а) (для этого использованы значения L из рис. 4.4) и RA с учетом как диф-
фузионного, так и ГР тока при времени жизни 10~8 с, наблюдаемом в ти-
111
пичных имеющихся кристаллах Pbi-xSnxTe [4.3]. Таким образом, рисунок ха-
рактеризует потенциально достижимые1 характеристики фотодиодов из
Pbi-xSnxTe. Если можно получить материал, в котором время жизни носите-
лей будет ограничиваться только временем прямой излучательной рекомби-
нации, то возможно будет и достижение значений RA свыше 100 Ом-см2. Од-
нако для материала, в котором т~ 1О-8 с, возрастает вклад ГР тока, гоэтиму
/?А<30 Ом-см2; этот вывод согласуется с экспериментально наблюдаемыми
результатами для фотодиодов, сравнимых по характеристикам с фотодиодом,
рассмотренным в нашем примера [4.1*2] (см. также [4.39]).
Для применения в качестве материалов для фотодиодов исследованы не-
которые сплавы, подобные Pbi-xSnxTe. К этим разновидностям сплавов отно-
сятся Pbi-xSnxSe, а также Pbi-xGexle с малым содержанием Ge, что позволя-
ет получить материал с несколько более широкой запрещенной зоной, чем у
РЬТе, для приемников, рассчитанных на спектральный диапазон 3...5 мкм (см.
приложение В и [4.3]).
Рассмотрим далее Hgi-xCdxTe и обратимся к приложению Г. Из выраже-
ния (4.108) следует, что для выполнения условия 1 необходим материал
Hgo.eCdo^Te. Для выполнения условий 2 и 3 опять предполагаем, что материал
обладает высоким совершенством и рекомбинацией Шокли — Рида можно пре-
небречь. В таком случае в области с проводимостью p-типа (см. рис. 4.2) су-
щественна только излучательная рекомбинация, и время жизни электронов оп-
ределяется выражением (4.31). Однако, если изменить тип проводимости на
рис. 4.2 на противоположный, т. е. прилегающая к тыльному контакту область
будет иметь проводимость n-типа, то в этой области время жизни дырок будет
определяться как излучательной рекомбинацией, так и рекомбинацией Оже, и
1/тЛ = 1/тл h 4- 1/тЛА = п2/2 хА{ п2{ + Rr пп/п2(. (4.40)
Уравнение (4.32) определяет произведение RA для случая в), если область,
прилегающая к тыльному контакту, имеет проводимость p-типа; в случае про-
водимости и-типа
• (4.41)
р2 b \ 2xai /
Чтобы рассчитать RA для Hgi-xCdxTe, вновь необходимо оценить минималь-
ное значение Ь, удовлетворяющее соотношению (4.31); как следует из прило-
жения Г, Ь«5‘10“4 см. Используя (4.35) и (4.36), а также приложение Г и
(4.39), получаем для Hgo,8Cdo,2Te с Zco=12,4 мкм при 77 К значения L, b, W;
графики этих величин изображены на рис. 4.6 для реальных концентраций но-
сителей в этом сплаве. Из рис. 4.6 видно, что неравенство (4.33) может вы-
полняться для всех концентраций носителей в Hgo.eCdo^Te при 77 К, если к
тыльному контакту прилегает р-область, а в случае области с проводимостью
/z-типа оно может выполняться только при пп <> 2->1<015 ом-3.
Значения RA вычислены для случая в) по уравнениям (4.32) и (4.41) с
использованием соответствующего b из рис. 4.6 и приведены на рис. 4.7; зна-
чения Rr и тд« взяты из приложения Г. На рис. 4.7 даны также значения RA
для случая а) с использованием диффузионных длин из рис. 4.6. Имеющиеся
1 Значения параметров завышены, так как не учтены туннельные токи и
некоторые другие эффекты. — Прим. ред.
112
кристаллы Hgo.eCdo^TE с проводимостью n-типа удовлетворяют предположе-
нию об отсутствии рекомбинации Шокли — Рида [4.13, 4,14], но все еще не-
известно, -насколько ему удовлетворяют кристаллы Hgo.3Cdo.2Te с проводимо-
стью p-типа. Таким образом, рис. 4.7 иллюстрирует потенциально достижимые
характеристики фотодиодов на основе Hgi-xCdxTe. За последнее время для
фотодиодов из Hgi-xCdxTe, сравнимых с приведенным в нашем примере, на-
блюдали Oim-cm2 [4.15].
Рис. 4.6. Зависимости геометрических
параметров от концентрации носите-
лей в р-п переходе фотодиодов из
Hgo,eCdo,2Te с Х0с=12,4 мкм при 77 К
Рис. 4.7. Зависимости произведения
RA от концентрации носителей для
р-п переходов фотодиодов из
Hgo.eCdo^Te при 77 К, характерис-
тики которых приведены на рис. 4.6
Из анализа рис. 4.'5 и 4.7 можно сделать вывод, что теоретически не ясно
преимущество одной из этих двух систем сплавов относительно такой же
вывод справедлив и для т). Для реализации потенциальных характеристик фо-
тодиодов необходимо лучшее изучение и увеличение времени жизни носите-
лей в Pbi-xSnxTe обоих типов проводимости и в Hgi-xCdxTe с проводимостью
p-типа.. Если в действительности в Pbi_xSnxTe существенна рекомбинация Оже
[4.39], то предпочтительней будет система Hgi-xCdTe с активной областью
проводимости p-типа. Также под вопросом находится возможность изготовле-
ния тыльного контакта, соответствующего случаю в).
Быстродействие фотодиодов часто ограничено постоянной времени RC, как
указано в разд. 4.2.1. Постоянная времени RC определяется значением произ-
ведения RA и соотношением (4.30); используя это произведение и подставляя
(4,39) для W, получаем
RC RA Д/впп Я «п/2 VK (4.42)
113
для резкого р-п перехода, где пп — концентрация носителей в слабо легиро-
ванной области. Для данных значений RA фотодиод на основе Hgi-xCdxTe бу-
дет иметь меньшую постоянную времени, чем фотодиод из Pbi-xSnxTe, как
потому, что у Hgi_xCdxTe меньше диэлектрическая постоянная, так и потому,
что для создания фотодиодов можно использовать слабо легированный мате-
риал, если прилегающая к тыльному контакту область имеет проводимость
и-типа.
4.3. ПРИЕМНИКИ С СОБСТВЕННОЙ ФОТОПРОВОДИМОСТЬЮ
4.3.1. Теория
Для фоторезисторов с фоточувствительностью в области соб-
ственного поглощения (с собственной фотопроводимостью) ширина
запрещенной зоны материала должна в соответствии с требуемой
длиной волны удовлетворять условию 1. Условие 2 переходит в
цА/gr 3>Ф£Я (4.43)
при использовании члена IT (V) из уравнения (4.12). Условие 3
запишем как
т]О2/?Л»^Т/92ФфОН, (4.44)
так как вообще у фоторезисторов G=#l. Произведение G2RA для
фоторезистора с собственной фотопроводимостью играет роль,
аналогичную произведению RA для фотодиодов в условии 3, но
условие 2 для фоторезисторов с собственной фотопроводимостью
выглядит несколько иначе. Условие 4 выполняется для довольно
тонкого фоторезистора и при использовании антиотражающего
покрытия для достижения достаточно высокого значения т| соглас-
но формуле (4.34).
Ниже вначале проведем анализ в приближении неравенства
(4.43) для фоторезисторов с собственной фотопроводимостью и
затем рассмотрим произведение G2RA. Проанализируем простую
геометрическую модель фоторезистора, показанную на рис. 4.8.
При этом общность результатов не теряется, так как почти все
фоторезисторы имеют аналогичную конфигурацию.
Простейшая модель материала, которая может объяснить все
основные характерные свойства этих фоторезисторов, состоит в
Рис. 4.8. Геометрическая модель фоторезистора
114
следующем. Предполагаем, что полупроводник имеет проводи-
мость n-типа и по=У<г—Na, По^ро, хотя можно использовать эту
же модель для материала с проводимостью p-типа, изменив ин-
дексы на противоположные. Это есть примесный полупроводник и
в то же время фоторезистор с собственной фотопроводимостью.
Материал содержит Nt центров, которые могут захватывать дыр-
ки (неосновные носители) из валентной зоны; обычно Nt<^Nd.
Ловушками могут быть дефекты в объеме кристалла, поверхно-
стные состояния или любые другие подобные им дефекты для за-
хвата неосновных носителей, которые при этом не могут участво-
вать в прямой рекомбинации. Поток с плотностью т]Ф фотон/см2-с
в спектральном диапазоне %^Л.со поглощается в материале. Воз-
бужденные электроны переходят через запрещенную зону, созда-
вая электронно-дырочные пары. Некоторое число фотовозбужден-
ных дырок может захватываться на уровне £«> поэтому условие
электронейтральности имеет вид (длина Дебая очень мала в этих
низкоомных полупроводниках)
Дп = Д р + Д pt. (4.45)
Незахваченные (свободные) дырки могут рекомбинировать с
электронами зоны проводимости по любому из трех механизмов
рекомбинации: прямой излучательной, межзонной Оже и Шок-
ли — Рида.
Большая часть применений этих приемников требует обнару-
жения слабых сигналов при относительно высокой рабочей тем-
пературе приемника и значительной фоновой засветке. При этих
условиях Дрфон^ДРъ-, поэтому Др^Дрфон. Как и в работе [4.16],
для этой модели можно показать, что при довольно интенсивном фо-
новом излучении ловушки заполняются и захват на них на фотосиг-
нал не влияет. Даже при пониженном фоновом излучении и высокой
рабочей температуре фотоприемника &pt<giAp и захват можно не
учитывать. В отсутствие захвата соотношение (4.45) переходит в
Ln — Lp. (4.46)
Рассмотрим условие 2, если выполняется соотношение (4.46).
Из генерационно-рекомбинационной модели для полупроводника
с двумя типами носителей в отсутствие захвата неосновных носи-
телей [4.17] следует
Ро = ЯтТлМ/ (4.47)
для рассматриваемой модели с проводимостью n-типа, так что не-
равенство (4.43) с использованием соотношения (4.24) может быть
переписано:
Т1тл/Ро * = П «о t > Фф0’н (4.48)
Неравенство (4.48) ограничивает максимальную рабочую тем-
пературу этих приемников, потому что п, увеличивается экспо-
ненциально с температурой, тогда как время жизни хк либо по-
стоянно, либо уменьшается с ростом температуры. Сравнивая
115
неравенства (4.48) и (4.26), (4.27), видим, что условие 2, как,и
ожидалось, одинаково для фотодиодов и фоторезисторов с собст-
венной фотопроводимостью, так как их работа основана на соб-
ственном фотовозбуждении; если материал для обоих типов при-
емников одинаков, то неравенства (4.26), (4.27) и (4.48) будут
отличаться только геометрическими параметрами.
Теперь рассмотрим теоретически произведение G2RA.
В полупроводнике с собственной проводимостью и двумя типа-
ми носителей общий ток электронов и дырок определяется по фор-
муле
I = qwt(nfie+pnh) E = qwt (nb + p) phE (4.49)
и фототок
Ip - qwt (|ie Д n + р..Л Др) E = qwt (b&n + &p)nhE, (4.50)
где E — напряженность электрического поля и
и = п04-Ди, (4.51)
р = р0 + Др. (4.52)
При подстановке соотношения (4.3) в (4.50) получим
G = wt щ Е (Ь Д п + Д р)/г)Ф. (4.53)
Из формулы (4.49) следует, что
RA = Е Р w/I = P/qt (nb + р) рЛ, (4.54)
где п и р определяются соотношениями (4.51) и (4.52). Для того
чтобы рассчитать произведение G2RA, необходимо определить за-
висимость Дп и Др от параметров материала фоторезистора и ус-
ловий работы.
Для измерения фотопроводимости вдоль фоторезистора прило-
жено электрическое поле Е. Под действием электрического поля
электроны движутся по направлению к контакту, расположенно-
му при х=-/, а дырки — к контакту, помещенному при х=0
(см. рис. 4.8). Принимая, что скорость рекомбинации неравновес-
ных носителей бесконечна, можно записать граничное условие
Др = 0 при х = 0. (4.55)
В достаточно сильном электрическом поле значительная часть
дырок может вытягиваться из фоторезистора [4.18, 4.19]. Это яв-
ление может играть важную роль в отсутствие захвата неоснов-
ных носителей; сильный захват препятствует вытягиванию.
Уравнение непрерывности для неосновных носителей — дырок —
в отсутствие захвата и диффузии дырок [4.18, 19] имеет вид
d (Д p)/dt = т)Ф//—Д р/тЛ— р.Л Е d (Д p)ldx. (4.56)
При <7(Ap) /d/ = 0 и т]Ф=/=/(0 получаем решение уравнения (4.56)
(стационарное)
Д Р (х) = (т]ФтЛ/0 [ 1 —ехр (—х/р* тЛ £)] (4.57)
116
при граничном условии (4.55). Интегрируя (4.57) по толщине оГ
х=0 до x=Z при граничном условии (4.55), получаем полную кон-
центрацию возбужденных фотоизлучением дырок
д Р = (пФтл/0 {1 + *л [ 1 — ехр (—Zj-1)]} SS (Т)фтл/О f (zh)> (4.58)
где
zh = V-h^hE/l. (4.59)
Выражение (4.58) характеризует явление вытягивания носи-
телей. Полная концентрация возбужденных фотоизлучением но-
сителей, поддерживаемая в полупроводнике при стационарном
облучении, тем ниже, чем сильнее электрическое поле, вследствие
вытягивания полем некоторого числа дырок. Величину тлЦг) в-
(4.58) можно понимать как эффективное время жизни, умень-
шенное по сравнению с временем жизни, определяемым рекомби-
нацией в объеме, из-за явления вытягивания.
Быстродействие фоторезисторов с собственной фотопроводимо-
стью в основном определяется наибольшим временем жизни воз-
бужденных фотоизлучением носителей. Быстродействие в прием-
никах такого рода может быть увеличено максимально возмож-
ным смещением, так как эффективное время жизни неосновных-
носителей xf(z) в режиме вытягивания уменьшается пропорцио-
нально напряженности приложенного поля.
Подставляя (4.58) в (4.53) и допуская справедливость выра-
жения (4.46), получаем выражение для коэффициента фото-
усиления
Gn = (b+ 1) zh f (zh) = [(|хв+ Ил) E/t] f(z) (4.60)
для модели с проводимостью n-типа, где Zh определяется тожде-
ством (4.59). Соответствующее выражение для аналогичной мо-
дели с проводимостью p-типа имеет вид
Gp = (1 + fe-') ze f (ze) = [(Ие + щ) те Е/1] f (ze), (4.61)
где
ге = цетеЕ/1. (4.62)
Зависимость произведения zf(z) от z показана на рис. 4.9,
Насыщение zf(z) при z>l означает достижение коэффициентом
фотоусиления значения Gn~ (Ь + 1)/2 или Gp= (1 + д-1)/2, ког-
да доминирующим является эффект вытягивания неосновных но-
сителей. Объединяя (4.60) и (4.48) для модели с проводимостью
n-типа, получаем
G2nRA = (b+ 1)’ [zhf (гЛ)]2 E/qt (nb + p) j*ft. (4.63)
Соответствующее выражение для модели с проводимостью р-типа
имеет вид
G2 RA = (1 + ь-1)2 [z, f (ze)]2 E/qt (nb + р) (4.64)
117
zHz)
Рис. 4.9. Зависимость произведе-
ния от z [см. (4.58) и
(4.59)1
Теоретически явление вытягивания неосновных носителей мо-
жет быть устранено введением граничного условия, примененно-
го при выводе (4.61). Если граничное условие будет таким же,
как для контакта р+-р-типа, предложенного в разд. 4.2.1, т. е.
d(\p)ldx=Q для неосновных носителей в полупроводнике с прово-
димостью n-типа, тогда дырки бу-
дут захватываться в потенциаль-
ную яму между контактами и вы-
тягивание не будет происходить.
Этот вывод может быть подтверж-
ден решением (4.56) с указанным
граничным условием. В то же вре-
мя неясно, можно ли такой кон-
такт реализовать на практике.
Другое применение рассмот-
ренных приемников состоит в об-
наружении малых сигналов при
очень слабом фоновом излучении.
Можно показать, что при сла-
бом фоновом излучении и низкой
температуре фоторезистора существенным становится захват не-
основных носителей. Тогда из (4.45) следует
Дп^Дрг (4.65)
Захват на ловушки увеличивает время жизни возбужденных
фотоизлучением носителей по сравнению с временем жизни в от-
сутствие захвата и, как следствие, коэффициент усиления увели-
чивается пропорционально отношению этих двух времен жизни;
дополнительное увеличение коэффициента фотоэлектрического
усиления может быть связано с тем, что захват на ловушки пре-
дотвращает вытягивание неосновных носителей заряда. Платой
за повышение коэффициента фотоэлектрического усиления при
захвате будет увеличение инерционности фоторезистора, так как
постоянная времени ограничена большим эффективным временем
жизни носителей.
4.3.2. Материалы
В разд. 4.2.2 было показано, что выполнение условия 1 является достаточ-
ным для того, чтобы полупроводник мог быть использован как материал для
фотодиодов. Условия 2—4 предъявляют требования скорее к конструкции и
технологии прибора, чем к фундаментальным свойствам полупроводникового
материала. Для фоторезисторов с собственной фотопроводимостью условие
3 налагает специфические требования на фундаментальные свойства материала,
и поэтому исключает некоторые классы полупроводников из числа материалов,
пригодных для создания фотоприемников с высокими значениями параметров.
Рассмотрим качественно, какие материалы могут удовлетворять условию 3.
Условия 2 и 3 далее применим для конкретного примера.
Неравенство (4.44) является общей формой условия 3 для фоторезисторов
118
с собственной фотопроводимостью. Для заданных плотности потока фонового
излучения и рабочей температуры фотоприемника произведение T)G2JM должно
быть достаточно большим для выполнения (4.44). При подстановке (4.63) и
(4.64) в (4.44) для материалов с проводимостью п- и p-типа соответственно ус-
ловие 3 можно выразить через параметры полупроводникового материала. Оче-
видно, что для модели с проводимостью л-типа при заданных значениях
Zhf(Zh} и размерах приемника желателен материал с лучшей возможной комби-
нацией большого отношения подвижностей b и низких значений концентрации
основных носителей л и их подвижности pie(—&gn).
Полупроводники со структурой цинковой обманки, рассмотренные в прило-
жении Г, обладают очень большим отношением подвижностей и могут быть
хорошо очищены для достижения низких значений п; однако достаточно ве-
лика. Тем не менее совокупность параметров такова, что кристаллы этих полу-
проводников с проводимостью n-типа являются хорошим материалом для фото-
резисторов. Кристаллы с проводимостью p-типа также могут удовлетворять
требованиям, предъявляемым к материалу для фоторезисторов; хотя большое
отношение подвижностей противоречит этим требованиям [см. (4.64)], подвиж-
ность дырок мала и р может достигать довольно низких значений. В то же
время полупроводниковые соединения AIVBVI, рассмотренные в приложении В,
не удовлетворяют требованиям, предъявляемым к материалу для фоторезисто-
ров, так как b & 1 и р,е велика; кроме того, в этих материалах трудно, хотя и
не невозможно, достигнуть низких значений п или р.
Другими словами, материал для фоторезисторов с собственной фотопрово--
димостью должен обеспечить либо большой коэффициент фотоусиления, если ма-
ло электрическое сопротивление, либо достаточно высокое сопротивление для
компенсации малого усиления. В отсутствие захвата большой коэффициент
фотоусиления достигается из-за большого отношения подвижности основных
носителей к подвижности неосновных [см. (4.60)]. Материалы, подобные рас-
смотренным в приложении В, могли бы быть пригодными для фоторезисторов с
собственной фотопроводимостью в некоторых применениях, если бы в них были
ловушки неосновных носителей, однако они не наблюдаются.
Таким образом, полупроводники со структурой цинковой обманки могут
быть’ пригодными для фоторезисторов с собственной фотопроводимостью. Та-
кие соединения, как InSb, используются как для фоторезисторов с собственной
фотопроводимостью [4.20], так и для фотодиодов, однако получение чувстви-
тельности в различных спектральных диапазонах может быть достигнуто при
применении твердых растворов Hgi-xCdxTe. Сплавы Hgt-xCdxTe получили
значительное развитие в последние годы и наиболее пригодны в качестве мате-
риала для фоторезисторов; они будут проанализированы в этом разделе. Раз-
работка сплавов Hgi-xCdxTe сконцентрирована почти целиком на материале
с проводимостью n-типа, так как он обеспечивает большой' коэффициент фото-
усиления; однако кристаллы Hgi-xCdxTe с проводимостью p-типа также могут
быть пригодными для фоторезисторов [4.21].
Вновь используем для примера фотоприемник с %co=d2,4 мкм при 77 К,
Как следует из (4.108) в приложении Г, условию 1 удовлетворяют сплавы
Hgo,8Cdo,2Te. Для определения предельных значений параметров приемников
игнорируем рекомбинацию Шокли — Рида. Тогда в сплаве Hgo.eCdo^Te с про-
водимостью n-типа время жизни неосновных носителей определяется уравне-
нием (4.40), а в сплаве с проводимостью р-типа—уравнением (4.31) в предпо-
119
ложении, что Дп=Др<ло. Это допущение означает, что фоновое излучение не-
достаточно интенсивно для значительного изменения параметров материала (см.
приложение Д).
Теперь рассмотрим условие 2. Для Hg0,8Cd0,2Te с проводимостью л-типа
подстановкой (4.40) в (4.54) можно получить
(л0/2тд^ + Rr) t С Л Ффон •
(4.66)
Температурные зависимости Т“1л< и Rr выглядят примерно как
ехр(—EclkT), поэтому (4.66) определяет верхний предел рабочей температуры
приемника. Используя значения тд< и Rr из приложения Г и предполагая, что
толщина фоторезистора /=5-10~4 см, как в разд. 4.2.2, что дает т)>0,9, полу-
чаем зависимость левой части неравенства (4.66) от по при рабочей температу-
ре 77 К, показанную на рис. 4.10. При сравнении рис. 4,10 с абсциссой на
рис. 4.1 видим, что (4.66) легко выполняется для рассматриваемого приемника,
когда плотность потока Ффон>Ю16 фотон/см2-с, и что оно выполняется при по-
нижении плотностей потока в матери-
але с более низкой концентрацией. Та-
ким образом, 77 К — возможная ра-
бочая температура для рассматривае-
мого приемника.
Рис, 4,10, Зависимости левой ча-
сти неравенств (4.66) (для
Hgo,eCdo,2Te) и (4.88) (для леги-
рованного кремния) от концент-
рации:
По — концентрация носителей в
Hg0 8Cd0 2Те с проводимостью л-типа,
Na — концентрация компенсирующих
акцепторов в Si с проводимостью л-ти-
па. Этот рисунок отражает условие 2
для двух примеров фоторезисторов; для
выполнения условия 2 значения орди-
наты должны быть много меньше
*пффон
Возвращаясь к (4.26) и (4.27), получаем, что фотодиоды из Hgi-xCdxTe
удовлетворяют условию 2 только в случае в), так же как и фоторезисторы из
этого материала, так как bxzt, a L^>t. Подобный вывод применим и к фотоди-
одам из Pbi~xSnxTe со сравнимым временем жизни, так как примерно одина-
кова для обеих систем.
Когда Дп=Др<Спо, (4.63) упрощается до
<?n RA = (b + 1 )2 [Zh f (zh)]2 filqt ПЛ Це,
(4.67)
а (4.54) до
RA = l2/qtnQiie. (4.68)
Для получения максимального значения G2RA необходимо достичь макси-
мального значения Zhf(Zh), прилагая электрические поля с наибольшей воз-
можной напряженностью. Предельное значение напряженности обычно опреде-
ляется допустимой рассеиваемой мощностью приемника Р:
P = E4*!R. (4.69)
120
Можно записать 2л, как
Zh = (|»л тл//2) (РЯ)1/2 == (мл Тл//) {PRIlw)1'2 , (4.70)
где второе выражение справедливо для приемника с квадратной конфигурацией
(/=о?); тогда P!lw — рассеиваемая электрическая мощность на единицу рассеи-
вающей площади приемника. Подстановкой (4.40) и (4.68) в (4.70) получаем
Zh = ( п2(/ы) fajqt ng)1/2 (п0/2гл {4- Лг)-‘ (Р/Л)1/2 (4.71)
для квадратного приемника из Hgo.eCdo^Te с проводимостью n-типа. С помо-
щью (4.71), рис. 4.9 и (4.07) можно рассчитать G2RA; зависимости G2RA от
концентрации носителей п0 для двух типичных значений рассеиваемой мощности
показаны на рис. 4.11 для квадратного приемника (/=до = 10-2 см) с толщиной
Рис. 4.11. Зависимости
произведения G2RA от
концентрации носителей
для фоторезистора из
Hgo,8Cdo,2Te с собствен-
ной фотопроводимостью
n-типа при 77 К
Рис. 4.12. Зависимости 7>\(Ффон) для не-
скольких значений т)б2&4, рассчитанных
по формуле (4.15)
Стрелка при Ффон^9’ 1017 фотон/см2’С соответству-
ет потоку, поглощаемому приемником с Хс0=-
— 12,4 мкм и апертурой 2Л при температуре источ-
ника фонового излучения 300 К
/=15-1'0~4 см при подвижности электронов ре(77К) = 1,5’ТО5 см2/В‘С и значениях
других параметров, приведенных в приложении Г. Рисунок 4.11 иллюстрирует
характеристики, потенциально достижимые в фоторезисторах из Hgi-xCdxTe
с собственной фотопроводимостью. Основной характеристикой таких приемников
является значение 7)*^ при слабом фоновом излучении. Далее рассмотрим за-
висимость 7)*^ от плотности потока фонового излучения, представленную на
рис. 4.12 для нескольких значений r\G2RA; эти кривые рассчитаны по (4.15) в
предположении, что выполняется условие 2. Значения D*K порядка
1011 см-ГцV2/Bt при 77 К для Hgo.eCdo^Te n-типа с по«1О15 см-3 приведены в
[4.22], они соответствуют на рис. 4.12 произведению G2RA>\ Ом-см2. Кривые
на рис. 4.12 можно использовать также для фотодиодов (при нулевом смеще-
121
рии), если заменить на RA/2 и умножить на *|/2 [(см. (4.10) и
(4.15)].
Эффекты вытягивания неосновных носителей наблюдались в Hgi-xCdxTe
с проводимостью n-типа несколькими исследователями [4.212, 4.213]. Как и ожи-
далось, быстродействие фоторезисторов увеличивается в режиме вытягивания;
таким образом, вытягивание является эффектом, пригодным для управления
временем фотоотклика. Часто наблюдалось увеличение D* в "|/2~... 2 раза, что
до сих пор не имеет полного объяснения: следовательно, вытягивание может
быть применено для увеличения как Z)*, так и быстродействия.
Можно сделать вывод, что качество имеющихся сейчас кристаллов
Hgo,8Cdo,2Te с проводимостью n-типа и п0«1О15 см~3 достаточно высокое для
приемников без захвата носителей, по крайней мере относительно параметра
Р*. Однако все же необходимо получить воспроизводимое значение По<1О15 см~3
для реализации больших сопротивлений приемников и меньшей рассеиваемой
мощности в режиме вытягивания, а также несколько более высоких значений
Р*. Хотя меньшее число работ выполнено на кристаллах Hgi-xCdxTe, у ко-
торых х не равно «0,2, подобное заключение пригодно и для них [4.24].
Рассмотрим теперь случай захвата неосновных носителей. Этот случай изу-
чался менее интенсивно, чем характеристики приемников без захвата, и экспе-
риментальные результаты в открытой литературе не опубликованы. Однако ав-
торы работы [4.25] подробно исследовали эффекты захвата и нашли, что они
описываются более сложной моделью, чем упрощенная модель, предложенная
•в разд. 4.3.1. Они расширили базовую теорию Фэна [4.16], предположив не-
прерывный спектр уровней ловушек в нижней половине запрещенной зоны,
и показали, что эта модель может объяснять наблюдаемые эффекты захвата
и широком интервале температур, потоков фонового излучения и частот мо-
дуляции сигнала. О природе и концентрации ловушек в Hgi-xCdxTe известно
«очень мало, так что это пока обширная область для исследования.
4.4. ПРИМЕСНЫЕ ФОТОРЕЗИСТОРЫ
4.4.1. Теория
Для таких приемников необходим материал с энергией иони-
зации примеси, соответствующей заданной длине волны, для вы-
полнения условия 1. Для условий 2 и 3 можно использовать не-
равенства (4.43) и (4.44) с учетом того, что характеристики при-
емника определяются только одним типом носителей и gr в
(4.43) является скоростью генерации этих носителей при тепловом
равновесии. Условие 4 выполняется опять-таки путем создания
приемника достаточной толщины и применения просветляющих
покрытий.
Рассмотрим теоретически условие 2 для примесных фоторези-
сторов, затем условие 3 и, наконец, зависимость т) от параметров
материала. Проанализируем геометрическую модель, представлен-
ную на рис. 4.8, в предположении простой схемы примесных энер-
гетических уровней в полупроводнике с примесной проводимостью
Л-типа, содержащем донорный уровень, электроны с которого мо-
122
гут возбуждаться светом, и компенсирующий акцепторный уро-
вень; свойства соответствующей модели с проводимостью р-типа
будут аналогичны. Такой материал является примесным, будь то
фоторезистор или полупроводник.
Эффекты вытягивания также могут существовать в примесных
фоторезисторах [4.26, 4.27], но их не будем рассматривать в этой
модели; они более трудны для понимания и обычно не так важ-
ны на практике, как для фоторезисторов с собственной фотопро-
водимостью. Существенным результатом будет то, что в условиях
вытягивания коэффициент фотоэлектрического усиления может
быть ограничен значением 1/2 при частотах модуляции более чем
(о=Тр-1, где тр =8пп8ор — время диэлектрической релаксации, в
то время как при низких частотах усиление может превышать
единицу.
Рассмотрим условие 2. Из генерационно-рекомбинационной мо-
дели для полупроводника с одним типом носителей (п-типом)
[4.17] следует, что
n0 = gT^elAf, (4.72)
тогда неравенство (4.43) может быть записано как
ПТе/М>Ффон. (4-73)
Концентрация основных носителей в полупроводниках с про-
водимостью n-типа в условиях теплового равновесия определяет-
ся по формуле [4.9]
п0 (n0 + N^I(Nd~Na—nQ) = {Nclgc) exp (—Ed/^T)snv (4.74)
Для рассматриваемой модели
те = (ВАГ,)-1 = [В(п0 + У,)]-*, (4.75)
где В — коэффициент рекомбинации и М| — концентрация ионизи-
рованных доноров [4.28]. Тогда неравенство (4.73) имеет вид
П/ВП!^-^)/»^ (4.76)
Это означает, что для любого практического применения при-
месного фоторезистора необходимо, чтобы no<C/Vd—Na, так что-
бы основная часть нескомпенсированных доноров была ионизиро-
вана излучением. Неравенство (4.76) ограничивает максимальную
рабочую температуру этих приемников точно так же, как (4.48) —
температуру фоторезисторов с собственной фотопроводимостью,
главным образом из-за экспоненциального характера температур-
ной зависимости П{.
Рассмотрим теперь G2RA. Полный ток для принятой модели с
проводимостью n-типа определяется выражением
I=qwtniieE, (7.77)
а фототок
1Р = qwt АпреЕ, (7.78)
123
где п и Ап связаны соотношением (4.51). Приравнивая (4.78) к
(4.3), получаем
|леЕДп/т)Ф/. (4.79)
Из (4.77) имеем
RA = l2/qtn це a l2/qt А п р.е. (4.80)
Приближенная форма (4.80) справедлива, когда Дп^>по, что
эквивалентно условию 2 [см. (4.76), а также (4.82)]. Для расчета
G2RA необходимо определить, как Ап зависит от параметров ма-
териала и условий работы.
Уравнение непрерывности для электронов
d (A n)/dt = т) Ф/t—А п/хе (4.81)
для стационарных условий имеет решение
Дп = т)Фте/Л (4.82)
Подстановкой (4.82) в (4.80) получаем
RA = l2/q т] Ффон те, (4.83)
Я можем объединить (4.83) с (4.44), чтобы записать условие 3
как
СЧ2/рете>ЛТ/<7. (4.84)
Подстановкой (4.82) в (4.79) получаем
G == ре те Е/1 = ге (4.85)
для модели с проводимостью n-типа, так что можно записать ус-
довие 3 в форме
ге IЕ = ре те Е2 k T/q, (4.86)
используя (4.85) и (4.84). Обе формы условия 3, (4.84) и (4.86),
не зависят от плотности потока фонового излучения. Неравенство
(4.86) определено как «условие превосходства» примесных фото-
резисторов [4.29]; это условие — просто одна из форм общего ус-
ловия 3 для ИК фотонных приемников. Напоминаем, что (4.84) и
(4.86) неявно предполагают выполнение условия 2.
Условие 4 требует максимизации коэффициента поглощения,
который определяется параметрами примесного материала [4.28]:
a = <jA(Nd-Na)-, (4.87)
,0А — сечение захвата или сечение фотоионизации для примеси,
используемой как фотоионизируемый центр, a Nd—Na — концен-
трация неионизированных центров, содержащих носители, кото-
рые могут быть переведены фотовозбуждением в примыкающую
зону. Достижение высокого значения т] — основная проблема при
создании этих приемников, так как поперечное сечение оптиче-
ского поглощения примесями относительно мало, а достижимые
значения Nd—Na ограничены.
J24
4.4.2. Материалы
Первые приемники с примесной фотопроводимостью, широко используемые
для приема ИК излучения в интервале длин волн 8... 14 мкм, были изготовле-
ны из германия, легированного ртутью [4.29]. В конце 1960-х и начале 1970-х
годов они были вытеснены приемниками с собственной фотопроводимостью, осо-
бенно фоторезисторами из Hgi~xCdxTe, которые обладают более высокими рабо-
чими температурами и большой обнаружительной способностью, имеют малую
толщину, более совместимы с технологией изготовления матриц. Приемники из ле-
гированного ртутью германия теперь в основном вышли из употребления. Однако
другие соображения заставили возобновить интерес к примесным материалам для
приемников, особенно к легированному кремнию, — это возможность создания
интегральных схем обработки сигнала и приемника в одном кристалле для фор
мирования монолитного сенсорного прибора.
Для создания фотоприемников предпочтительнее использовать Si как по
его свойствам, так и потому, что для него наиболее отработана технология ин-
тегральных схем. Наш подход к этой проблеме такой же, как и в более ран-
ней обзорной статье [4.30].
Таким образом, будем анализировать здесь только легированный кремний
как материал для примесных фоторезисторов, потому что он потенциально наи-
более пригоден для монолитных приборов. Вообще все примесные фоторезисто-
ры по сравнению с приемниками с собственной фотопроводимостью имеют не-
достатки, которые сделали устарелым германий, легированный ртутью, и вслед-
ствие этого не наблюдается интерес к развитию других, кроме кремния, мате-
риалов для примесных приемников. Инициатором излучения кремния как мате-
риала для примесных приемников был Сорефф [4.28].
Выполнить условие 1 для легированного Si труднее, чем для полупровод-
никовых сплавов, используемых для фотонных приемников с собственной фо-
топроводимостью. Введение различных известных легирующих примесей позво-
ляет удовлетворить условие 1 для разных длин волн ИК диапазона. Однако
ни одна из них не обеспечивает полного перекрытия важного участка спектра
8 ... 14 мкм, а легирующие примеси для диапазона 3 ... 5 мкм относительно ред-
ко встречаются (см. рис. 4.15 в приложении Д). Следовательно, имеется потреб-
ность в лучших примесях для более полного удовлетворения условия 1 в не-
которых важных спектральных диапазонах, но перспектива успешного поиска
новых примесей неопределенна. Остается искать для этой цели новые методы
легирования.
Теперь рассмотрим условие 2. Опять будем использовать приемник с Лсо =
= 12,4 мкм для количественного примера, хотя нет известной примеси, дающей
точно такую граничную длину волны. Можно переписать (4.76), как
в «1 (Nd—Na) t < Т] Фф0Н • (4.88)
График левой части (4.88) в зависимости от Nd—Na показан на рис. 4.10
для некоторых возможных рабочих температур; используем значения В и
Nc/gc из приложения Е, а также /=5-10“4 см для того, чтобы удовлетворить
условию 4. Сравнивая эти кривые с кривыми для Ho.eCdo^Te на рис. 4.10 и
с абсциссой на рис. 4.1, видим, что такой примесный фоторезистор из Si требу-
ет пониженных рабочих температур по сравнению с фоторезистором с собствен-
ной фотопроводимостью, обладающим теми же параметрами. Это хорошо из-
вестный недостаток примесных фоторезисторов [4.31]. На рис. 4.10 кривые для
125
проводимости p-типа будут лежать несколько ниже, чем для проводимости
n-типа, так как Nvlgv<Nclgc.
Используем (4 84), чтобы оценить произведение G2RA для этих приемни-
ков. Если вытягивание носителей ограничивает коэффициент фотоэлектрическо-
го усиления до 1/2, то, полагая 1= ГО-2 см и используя (4.75) и (4.11'0) для
те и Це, находим, что (4.84) будет удовлетворяться, если Na^ 10й см-3 и
Т^5*0 К. Однако время диэлектрической релаксации будет мало и соответст-
вующая частота модуляции высока в области значений параметров материала
и плотности потока фонового излучения на рис. 4.10 и 4.1. Поэтому для боль-
шей части практически используемых частот модуляции коэффициент фотоэлек-
трического усиления может быть больше. Таким образом, обычно возможно
выполнение условия 3. Для материала p-типа вывод аналогичен.
Как указывалось выше, условие 4 трудновыполнимо для этих приемников.
Потребуем, чтобы /=2,5а~1, так чтобы т)>0,9, используем значение max —
= 10~15 см2 из приложения Е и предположим, что (Nd—Na)=,1017 см-3—пре-
дельное значение для примесей с мелкими уровнями, ниже которого энергия
ионизации не зависит от степени легирования; тогда необходимая толщина
приемника /«2,5-10-2 см. Это значение использовано в приведенном выше вы-
ражении для условия 2. Таким образом, даже в этом «лучшем» случае, крем-
ниевый примесный фоторезистор должен быть примерно в 50 раз толще, чем
сравниваемый с ним фоторезистор из Hgo.eCdo^Te с собственной фотопроводи-
мостью.
Недавно в открытой литературе опубликованы краткие результаты иссле-
дований легированного кремния для примесных фоторезисторов [4.32].
4.5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ И ВЫВОДЫ
В этой главе сформулирована теория ИК-фотодетекторов на основе четы-
рех условий, при выполнении которых параметры приемников должны достиг-
нуть значений, соответствующих режиму ОФ. Эти условия работы для срав-
нения материалов и эффектов, используемых в фотонных приемниках.
Условие 1 связывает требуемую спектральную чувствительность фотоприем-
ников с энергией возбуждения электронов, которая необходима для данного
спектра. Это условие легко выполняется для полупроводниковых сплавов, так
как они позволяют получить граничную длину волны, непрерывно изменяющую-
ся в широком диапазоне. Система сплавов Hgi-xCdxTe может перекрывать
самый большой диапазон длин волн от 1 до 30 мкм.
Условие 2 ограничивает максимальную рабочую температуру фотонного
приемника. Для фотодиода в фотогальваническом режиме оно эквивалентно
условию 3. Для фоторезисторов условие 2 требует, чтобы концентрация тер-
мически возбужденных носителей, ответственных за возникновение ГР шума,
была незначительной по сравнению с концентрацией носителей, генерируемых
фоновым излучением. Это условие наилучшим образом выполняется в фоторе-
зисторах из Hgi-xCdxTe, т. е. для них допускаются наиболее высокие рабочие
температуры. Фотогальванические приемники по параметрам будут аналогичны
им при условии реализации случая в). Примесные фоторезисторы из кремния
требуют для работы более глубокого охлаждения.
Из условия 3 следует, что шум Джонсона должен быть незначителен по
сравнению с фоновым шумом, что позволяет при выполнении условия 2 полу-
126
чить характеристики, близкие характеристикам в режиме ОФ. Условие 3 требу-
ет, чтобы фотодиоды имели достаточно большое значение произведения RA для
данной плотности потока фонового излучения. Для фоторезисторов условие 3
требуе.т довольно большого значения (Произведения G2RA, так что G2RA для
этих приемников аналогично RA для фотодиодов. Проблема разработки фото-
диодов главным образом заключается в создании хорошей технологии изго-
товления р-п перехода для получения высоких значений RA. Для фоторезисто-
ров с собственной фотопроводимостью соответствующая проблема состоит в
нахождении и разработке полупроводников с большими отношением подвиж-
ностей и сопротивлением, необходимыми для достижения высоких значений
G2RA\ возможным решением являются сплавы Hgi-xCdxTe, Фотодиоды могут
удовлетворять условию 3 при низких температурах и слабом фоновом излу-
чении лучше, чем фоторезисторы с собственной фотопроводимостью без ловушек,
но захват неосновных носителей на ловушки в полупроводнике с собственной
проводимостью может приводить к очень высоким значениям G2RA из-за уве-
личения коэффициента фотоэлектрического усиления. Известные материалы для
фотодиодов и фоторезисторов потенциально позволяют достичь высоких значе-
ний RA и G2RA соответственно и, вообще говоря, нет оснований оказывать яв-
ное предпочтение одному из эффектов или материалов как лучшему для фо-
тонных приемников. Условие 3 не зависит от плотности потока фонового излу-
чения для примесного Si фоторезистора; его выполнение обычно не вызывает
затруднений.
Условие 4 обеспечивает предельно возможную обнаружительную способность,
ограниченную фоновым излучением. Для этого необходимо получить предель-
ную квантовую эффективность, равную единице. Это условие относительно лег-
ко удовлетворяется в тонких фотодиодах и фоторезисторах с собственной фото-
проводимостью. Однако выполнение этого условия в фоторезисторах из при-
месного Si является большой проблемой, так как ограничены максимальные
значения концентрации легирующей примеси и поперечного сечения поглощения,
что приводит к очень низкому коэффициенту поглощения, требуя нежелатель-
ного увеличения толщины прием;нико1В для получения высокой квантовой эффек-
тивности.
Таким образом, всем четырем условиям очень хорошо могут удовлетво-
рять две хорошо разработанные системы сплавов — Hgi-xCdxTe и Pbi-xSnxTe.
Система Hgi-xCdxTe более универсальна, потому что позволяет перекрыть бо-
лее широкий диапазон длин волн и пригодна для создания как фотодиодов, так
и фоторезисторов, а система Pbi-xSnxTe применима для изготовления фотоди-
одов. Наиболее перспективное направление состоит в улучшении технологии
этих систем сплавов с тем, чтобы довести характеристики приемников до зна-
чений, близких к теоретическим пределам, рассмотренным в §§ 4.2 и 4.3, а не
в поиске новых материалов, так как эти системы сплавов потенциально облада-
ют пригодными свойствами.' Выбор между фотодиодами и фоторезисторами
для применения этих сплавов обычно должен быть проведен по таким кри-
териям (кроме обнаружительной способности), как быстродействие, рассеива-
емая мощность, конфигурация приемника и др. Применение легированного Si
в качестве материала для примесных фоторезисторов является особым случа-
ем; он интересен с точки зрения возможности создания монолитного сенсорного
прибора на основе Si, так что есть смысл приложить значительные усилия для
минимизации его недостатков.
127
Благодарности. Автор благодарен многим своим коллегам из
Honeywell Radiation Center и Honeywell Corporate Research Cen-
ter за обсуждение различных аспектов этой главы. Особую благо-
дарность автор выражает доктору К. X. Ли, директору центра, за
поощрение и поддержку при подготовке этой части книги, а так-
же С. Б. Шульдту за обсуждение фотопроводимости и времени
жизни носителей.
ПРИЛОЖЕНИЕ А
ГЕНЕРАЦИОННО-РЕКОМБИНАЦИОННЫЙ ШУМ [4,19, 4,32]
Выведем в общем виде выражение, подобное выражению для дробового
шума, для ГР шума, использованного в (4.12) (см. разд. 4.1.3). Обычно выра-
жение для тока ГР шума в полупроводнике с двумя типами носителей [4.17,
4.18] можно записать как
4р = 4л(тдГЦТг-к<(Д^>Д/. (4.89)
\ о.н ’ н.н/
полагая AWoh = ANh.h, так что те=тл=т и Ыц0 н/цн.н; здесь No н и AZH.H —
концентрации основных и неосновных носителей соответственно, а ц0 н и цн н —
их подвижности. Используя генерационно-рекомбинационную модель [4.17]
<(Atf)2>=gT (4.90)
для (4.89) и обращая внимание на то, что /н h=/Nh.h/(&/Vo н+#н н), получаем
(Ь I 1\2
-дМ <491>
н.н /
Скорость генерации g в (4.90) определяется полным потоком генерирован-
ных носителей, т. е. £=т]Фф0НЛ-|-£г в терминах разд. 4.1.3, где gr — скорость
тепловой генерации носителей. Так как /н н = <7#н нЦн нЕП, (4.91) преобразует-
ся в
4р = 4 g [ ( И° " +,Ин-н) Т £ ] Д/ = 4<?2^О2Д/ (4.92)
[см. (4.60) и (4.61) в разд. 4.3.1]. В примесных фоторезисторах цНн = 0, тогда
G = ji0 нТо н£//. Таким образом, из (4 92) следует, что
4Р=49[<7ПФфонЛ02 + ?£г02Ь (4.93)
как в (4.12).
В приведенном выводе безусловно предполагалось, что т представляет со-
бой эффективное время жизни, учитывающее возможное уменьшение времени
жизни за счет вытягивания носителей. Теория вытягивания неосновных носи-
телей еще не точна, поэтому это предположение может требовать уточнения.
ПРИЛОЖЕНИЕ Б
ГЕНЕРАЦИОННО-РЕКОМБИНАЦИОННЫЙ ТОК р-п ПЕРЕХОДА
В ОТСУТСТВИЕ РЕКОМБИНАЦИИ ШОКЛИ—РИДА
Определим относительные значения диффузионного тока и ГР тока в слое
объемного заряда р-п перехода для модели полупроводникового материала, в
которой отсутствуют центры рекомбинации Шокли—Рида. Используем мето-
дику, аналогичную использованной в работе [4.8], и ту же систему обозна-
чений.
128
Выражение для скорости излучательной рекомбинации U аналогично вы-
ражению (6) работы [4.9]
и~(Хг1п\)(пр-п*<). (4.94)
В области л-типа, примыкающей к р-п переходу,
Пр « Пп рп + пп (р—рп) = п2( + пп (р—рп), (4.95)
поэтому формула (4.94) преобразуется в
U*(firnn/n2)(p—pn). (4.96)
Сравнивая формулу (4.96) с выражением (8) работы [4.9], получаем
Th = nf//?rnn. (4.97)
Подстановка (4.97) в выражение (9) из работы [4.9] приводит к соотно-
шению
Jd=—2qL0Rr (4.98)
для плотности диффузионного тока в случае пп=рр.
В слое объемного заряда перехода
пр «п2(, (4.99)
так что выражение (4.94) приобретает вид
£/=— Rr- (4,100)
Сопоставляя (4.100) с выражением (10) из [4.9], находим
т0 = л£/2/?г. (4.101)
Подставляя (4.101) в выражение (И) работы [4.9], получаем
Jrp=— qW Rr (4.102)
для плотности ГР тока. Относительные значения двух токов задаются отно-
шением выражений (4.102) и (4.98):
Jrp/Jd^W/2LQ (4.103)
для прямой излучательной рекомбинации.
Выражение для внутризонной рекомбинации Оже, аналогичное формуле (6)
работы [4.9], имеет ту же форму, что и выражение (4.94) [4.33]. Следова-
тельно, методика, подобная рассмотренной выше для излучательной рекомби-
нации, приведет к выражению (4.103) и для рекомбинации Оже.
ПРИЛОЖЕНИЕ В
СВОЙСТВА ПОЛУПРОВОДНИКОВ ТИПА AIVBVI
Эти материалы включают соединения и сплавы, образованные элементами
IV и VI групп периодической таблицы. Свойства узкозонных полупроводников
этого класса, пригодных для фотонных ИК-приемников, недавно подробно рас-
смотрены в работе [4.3], поэтому здесь описаны только те свойства, которые
необходимы для данной главы. Все системы сплавов Pbi_xSnxTe, Pbi-xSnxSe
и Pbi-xGexTe изучались как материалы для фотоприемников, но наибольшее
внимание было уделено Pbi-xSnxTe. Соответственно в этом приложении рас-
смотрим свойства только Pbi-xSnxTe; свойства других материалов аналогичны.
Валентная зона и зона проводимости в сплавах Pbi-xSnxTe имеют одина-
ковую «многодолинную» форму и примерно равные эффективные массы носи-
телей [4.3, 4.34]. Зависимость длинноволновой границы чувствительности от
состава сплава Pbi-xSnxTe при 77 К (обычно для приемников с 0^х^0,4),
определяется выражением (где %со дана в микрометрах)
хсо=(—0,406* +0,175)-’ , (4.104)
129
5—74
выведенным из данных о зависимости ширины запрещенной зоны от состава,
приведенных в обзоре [4.3]. Ширина запрещенной зоны увеличивается, а Ко
уменьшается с повышением температуры. Особо изучены составы с х«0,2,
поскольку они используются для фотоприемников, работающих в важном спек-
тральном диапазоне 8...14 мкм.
Следствием того, что валентная зона и зона проводимости подобны, яв-
ляется примерно одинаковая подвижность электронов и дырок (ре~Цл) при
одинаковых температурах и степенях легирования. В работе [4.35] измерена
зависимость подвижности от концентрации носителей в Pbo.sSno^Te, которая
при 77 К описывается выражением
Це, цЛ « 1,16Х 101вп~2/3, Р~2'3 (4.105)
для обеих подвижностей, где ре, рл даны в .сантиметрах квадратных на воль;-
секунду, п, р—в сантиметрах в минус третьей степени; это предполагаемая
зависимость в случае полного статистического вырождения. Данные о темпе-
ратурной зависимости и подвижностях в РЬТе приведены также в работах
[4.36, 4.37].
В обзоре [4.3] приведена формула для пг в сплаве Pbi-xSnxTe:
tii = 2,9-1015 (ТЕв)3/2 exp( — EG/2k Т), (4.106)
где П{ дана в сантиметрах в минус третьей степени; Т в кельвинах, a Eg в
электрон-вольтах. В РЬо.вЗпо.гТе и РЬТе статическая диэлектрическая проницае-
мость бпп~400, а коэффициент преломления [4 7]. Вблизи края области
собственного поглощения коэффициент оптического поглощения в РЬТе при-
мерно равен 5-103 см'1 [4.38] и предположительно такого же порядка вели-
чины будут наблюдаться также и в сплавах Pbi-xSnxTe. Считалось, что меж-
зонная рекомбинация Оже в сплавах Pbi-xSnxTe незначительна [4.7], однако
последняя теория Имтейджа подвергает сомнению это положение [4.39]. Тем
не менее в этой главе будехМ предполагать, что время жизни ограничено только
излучательной рекомбинацией. Мелнгейлис и Харман рассчитали выражение для
излучательного тл, из которого с помощью уравнения (4.31) можно опреде-
лить Rr:
Rr (см-3• с”1) = 8,2- 10—9п,л2 Т~3/2 £ё'/2, (4107)
где Т дана в кельвинах, Eg — в электрон-вольтах. В уравнении (4.197) исполь-
зовано соотношение т*1т=$,\9Ее, которое получено из выражения на с. 168
и значений, приведенных на с. 169 работы [4.7].
При достаточно высоких концентрациях носителей длинноволновая грани-
ца Хсо приемников из Pbi_xSnxTe смещается в сторону более коротких волн
вследствие эффекта Бурштейна—Мосса или «заполнения зон» [4.34], обуслов-
ленного статистическим вырождением. Таким образом, большое значение произ-
ведения RA при высоких концентрациях, показанное на рис. 4.5, не может быть
достигнуто без соответствующего изменения Хсо. Этот эффект может породить
проблемы при концентрациях выше ГО17 см~3, для которых расчеты не прове-
дены. Значения RA могут уменьшаться при высоких концентрациях также из-за
туннелирования.
ПРИЛОЖЕНИЕ Г
СВОЙСТВА ПОЛУПРОВОДНИКОВ С КРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ СТРУКТУРОЙ
ЦИНКОВОЙ ОБМАНКИ
К материалам этого класса, используемым для изготовления фотонных
ИК-приемников, относятся соединения InSb, InAs и система сплавов Hgi-xCdxTe.
Для приемников наиболее важное значение имеют сплавы Hgi_xCdxTe, поэтому
здесь будут рассмотрены именно их свойства. InSb и InAs имеют те же свой-
ства, что и сплавы Hgi-xCdxTe с такой же шириной запрещенной зоны. Так
как после публикации последнего подробного обзора по Hgi-xCdxTe [4.40]
прошло несколько лет, воспользуемся случаем дополнить его, придавая особое
значение свойствам, рассматриваемым в этой главе.
130
Валентная зона в этих полупроводниках имеет максимум в центре зоны
Бриллюэна с относительно большой эффективной массой носителей, тогда как
в минимуме зоны проводимости в центре зоны Бриллюэна носители имеют
значительно меньшую эффективную массу [4.3, 4.34, 4.40]. Для собственной
фотопроводимости важны некоторые следствия, вытекающие из такой зонной
структуры. Подвижность электронов фактически для любого механизма рас-
сеяния значительно выше подвижности дырок из-за различия эффективных масс,
Т. е. Вблизи минимума зона проводим^ти имеет низкую плотность
состояний, поэтому материал n-типа становится вырожденным при относительно
низкой концентрации электронов проводимости. Энергия активации донорных
примесей с мелкими уровнями при относительно небольших концентрациях стр?-
мится к нулю вследствие очень малой эффективной массы носителей у края
зоны проводимости, тогда как мелкие уровни акцепторов удалены на несколько
сотых долей электрон-вольта от края валентной зоны. Вблизи граничной длины
волны коэффициент собственного поглощения имеет значение примерно
5-1O3 см-1 [4.40, 4.411].
Зависимость граничной длины волны от состава и температуры сплава
Hgi_xCdxTe определяется следующим выражением [4.40, 4.41]:
1го = [1.28 х—0,20 + 0,264 х« + 4,22 х 10“4 Т (1 —2,08 х)]”1, (4.108)
где Хео дана в микрометрах, Т — в кельвинах.
Почти все разработки сплавов Hgi-xCdxTe как материалов для фоторези-
сторов с собственной фотопроводимостью относятся к составам, для которых
0,18 <>х<, 0,4, что соответствует длинноволновой границе 3^ 1со ^30 мкм. Осо-
бый интерес представляют сплавы с х~0,2, поскольку приемники из такого
материала работают в важном спектральном диапазоне 8... 14 мкм. В последнее
время широкие исследования проведены на сплавах с более высоким х, вплоть
до х«0,4. Для всех составов с 0,18 ^>х<, 0,4 свойства Hgi-xCdxTe качествен-
но одинаковы; количественные различия обычно пропорциональны ширине запре-
щенной зоны или Х-1сО-
Монокристаллы Hgi-xCdxTe выращивают несколькими различными метода-
ми [4.42]. Почти независимо от метода выращивания или значения х в выше-
указанном диапазоне нелегированные («чистые») кристаллы с проводимостью
n-типа при низких температурах имеют примесную концентрацию электронов
По около 1015 см-3; это относительная низкая концентрация для полупровод-
ников, что является одной из основных причин успешного использования
CdxTe в качестве материала для фоторезисторов ПК-диапазона. Однако
. -.тированные кристаллы часто имеют проводимость p-типа с ро~1О17 см~3
hj-г» обладают аномальными электрическими свойствами, из которых нельзя
заключить, каким типом проводимости, и- или p-типа, обладает полученный
материал.
Аномальные кристаллы изучались несколькими исследователями [4 43—4.46].
Их свойства проявляются в температурных зависимостях коэффициента Холла
Rh особой формы (рис 4.13). Иногда наблюдается двойная инверсия знака
коэффициента Холла: «-тип в области собственной проводимости; p-тип при
понижении температуры и затем снова и-тип при еще более низких температу-
рах (кривая 3 на рис. 4.13). В других образцах RH остается отрицательным во
всем температурном интервале, но имеет минимум вблизи температуры перехода
к собственной проводимости (кривая 2 на рис. 4.13). По всей вероятности'фор-
мы обеих кривых обусловлены тонким инверсным слоем n-типа на поверхности
образца р-типа [4.44, 4.47]. Две формы зависимости Rh, описанные выше, соот-
ветствуют различному относительному вкладу поверхностного слоя n-типа и объе-
ма p-типа; в образцах, для которых RH остается отрицательным при всех темпе-
ратурах, большее воздействие оказывает поверхностный слой. В работах прошлых
лет и даже .в нескольких недавних сообщениях эти результаты объясняются су-
ществованием так называемых компенсированных образцов с проводимостью п-ти-
па, концентрацией примесных электронов по«1О14 см~3 и подвижностью
~ Ю4 см2/В-с. Эти значения являются следствием предположения, что образцы,
имеющие зависимости, подобные кривой 2 на рис. 4.13, обладают проводимостью
«-типа. Однако такие образцы несомненно являются разновидностью описанных в
этом Параграфе образцов с проводимостью p-типа в объеме и слоем n-типа на
5* 131
поверхности. Для действительно компенсированных образцов с проводимостью
/г-типа форма , зависимости Rh от температуры должна быть подобна кривой 1
на рис. 4.14 без аномальных максимума и минимума, как на кривой 2*.
Полагают, что различие в типе проводимости нелегированных кристаллов
является следствием различий в температурно-временных режимах охлаждения
детально этот процесс не изучен.
Выращенные кристаллы с проводи-
мостью p-типа часто можно от-
жечь для получения проводимости
n-типа с п«1015 см“3. Такая кон-
центрация носителей в кристаллах
с проводимостью n-типа, вероятно,
вызвана остаточными донорными
примесями либо из исходных ма-
териалов, либо из ростовой ампу-
лы [4.48, 4.49]. Можно также ле-
гировать кристаллы в процессе вы-
ращивания, диффузией или ионной
имплантацией донорных примесей
(например, In или А1), хотя еще
много необходимо сделать для изу-
чения свойств примесей в
Hgi-xCdxTe.
до температуры ниже температуры роста, но
Рис. 4.13. Типичные темпера-
турные зависимости коэффи-
циента Холла для образца с
проводимостью n-типа (кривая
1) и образцов с проводимо-
стью p-типа с аномальными
свойствами (кривые 2 н 3)
[4.44]
Подвижность электронов в Hgi-xCdxTe зависит как от х, так и от темпе-
ратуры. В образцах с проводимостью n-титта с концентрацией около 1015 см-3
подвижность при низких температурах слабо зависит от температуры и изме-
няется от примерно 3-105 см2/В-с и Hgo.sz'Cdo.isTe до примерно 10 см2/В-с в
Hg0.eCd0.4Te [4.48, 4.50, 4.51]. Высокие значения подвижности означают, что в
таких образцах доноры большей частью не скомпенсированы акцепторами. Под-
вижность электронов в материале с проводимостью p-типа в зависимости от
концентрации носителей прямым способом не измерена, и неясно, как ее оценить.
Зависимость подвижности электронов от nQ в материале с проводимостью п-типа
не может быть использована без уточнения, так как зона проводимости и ва-
лентная зона имеют различные свойства, например при концентрациях, для
которых образец n-типа будет статистически вырожден, образцы p-типа не вы-
рождены.
Последние результаты [4.52] по электрическим свойствам Hg0.eCd0.4Te с
проводимостью p-типа показывают, что в слабо легированном материале (рл?
~ IO15... 1016 см-3) цл(17|0 К) ~i2-'102 см2/В-с; так как форма «валентной зоны ^е
изменяется сильно в зависимости от х, можно использовать эти значения при
рассмотрении образцов с меньшим х. Данные о подвижности дырок в материале
с проводимостью n-типа малочисленны, хотя из экспериментов по вытягиванию
* В настоящее время для объяснения таких зависимостей используются
представления о дырочной проводимости в примесной зоне, примыкающей к
зоне проводимости или перекрывающейся с ней. В этой модели проводимость
определяется электронами в зоне проводимости и дырками в валентной зоне.
При изменении температуры перекрытие зон изменяется, что и приводит к
«аномальным» зависимостям постоянной Холла [например, (4.71)]. — Прим. ред.
132
неосновных носителей [4.53] для Hgo.eCdo^Te при 77 К можно получить
«700 см2/В-с; поскольку в таком материале цв«2-105 см2/В-с, отношение
подвижностей Ь«ЗО0, что подтверждает предположение о том, что
Кристаллы с проводимостью p-типа с ро«1О17 см~3 мало используются
в качестве материала для фоторезисторов вследствие относительно высокой кон-
центрации носителей. Свойства таких кристаллов описаны в работе [4.54].
Рис. 4.14. Зависимости концентрации
генерированных фоновым излучением
носителей ДлфОн от плотности потока
фонового излучения Ффов для разных
значений тепловой равновесной кон-
центрации носителей По в Hgo.eCdo^Te
с проводимостью n-типа при 77 К
Рис. 4.15. Зависимость максимального
сечения поглощения от граничной дли-
ны волны для легирующих примесей в
Si (штриховая кривая).
Сплошной кривой на вставке показана типич-
ная спектральная зависимость сечения погло-
щения примеси [4.65]; □ —доноры; О — акцеп-
торы
\о>мкм
Зависимость концентрации собственных носителей nt от х и температуры Т
в сплавах Hgi_xCdxTe определена для широкого диапазона значений х и Т
[4.55]. Этот вопрос изучался также в работах [4.56, 4.57]. Формула для П{,
выведенная в [4.55], имеет вид
nt = (8,46 —2,29 X + 0,00342 Т) 1014 Г372 Е3в/4 exp( — Ee/2kT), (4.109)
где iti дана в сантиметрах в минус третьей степени, Т — в кельвинах, EG — в
электрон-вольтах. При 77 К Пг=5,2-Г014 см~3 в Hgo.eCdo.zTe.
Рекомбинация носителей в Hgo.eCdo^Te с проводимостью n-типа подробно
изучалась в работе [4.13] при температурах, достаточно высоких, чтобы эффек-
ты захвата на ловушки были незначительны. Авторы нашли, что измеренное
время жизни в области собственной проводимости ограничено скорее межзонной
рекомбинацией Оже, чем прямой излучательной рекомбинацией. Температурная
зависимость времени жизни tai при рекомбинации Оже рассчитана в работе
[4.58] для Hgo,8Cdo,2Te и Hgo.73Cdo.27Te, а также в [4ЛЗ] для Hgo.sosCdo.mTe;
результаты обоих расчетов довольно хорошо согласуются, особенно, если учесть,
что время жизни рекомбинации Оже сильно зависит от ширины запрещенной
зоны и, следовательно, от х. Кинч и др. нашли, .что рекомбинация Оже преоб-
ладала в лучших кристаллах с проводимостью n-типа вплоть до минимальной
температуры измерения, 65 К; в других (компенсированных) образцах при низ-
ких температурах наблюдалась рекомбинация Шокли—Рида, однако эти об-
разцы могли иметь объем с проводимостью p-типа и слой n-типа на поверх-
133
ностн, подобно описанным выше. Кинч и др. точно определили тл< сравнением
экспериментальных данных, полученных на сплаве Hgo.eCdo.zTe n-типа, с теорией
и нашли, что Тл»^1|0-3с при 77 К в материале с £g=0,1 эВ (см. также
[4.14]). При низких температурах на время жизни может в некоторой степени
влиять излучательная рекомбинация. Скорость излучательной рекомбинации ра-
нее была рассчитана с учетом непараболичности зоны проводимости Hgi-xCdxTe
[4.40]. Недавние результаты, полученные Кинчем с сотрудниками, достаточно
хорошо согласуются с этими данными. Из этих результатов следует, что
/?Г(77К) ^6,5-Ю16 см-3 с-1 при £g=0,1 эВ (1со=12,4 мкм). В Hgi-xCdxTe
p-типа рекомбинация Оже будет незначительной из-за свойств зонной струк-
туры [4.11]; следовательно, необходимо рассматривать только прямую излуча-
тельную рекомбинацию как механизм, ограничивающий время жизни собствен-
ных носителей в материале с проводимостью р-типа.
В интересующих нас сплавах Hgi-xCdxTe с низким значением х статическая
диэлектрическая проницаемость еПп ~2Ю [4.59].
ПРИЛОЖЕНИЕ Д
ЗАВИСИМОСТЬ ПАРАМЕТРОВ МАТЕРИАЛА ПРИЕМНИКОВ
ОТ ФОНОВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
В примерах, проанализированных в разд. 4.2.2 и 4.3.2, предполагается, что
число носителей, генерируемых фоновым излучением, невелико, так что концен-
трация носителей в материале приемника примерно равна тепловой равновесной
концентрации. Это предположение на практике часто обосновано, но в случаях
относительно интенсивного фонового излучения и низкой равновесной тепловой
концентрации носителей оно неправомерно; такая ситуация особенно часто мо-
жет встречаться в Hgi_xCdxTe с проводимостью n-типа и низкой концентрацией
носителей [4.14]. К сожалению, строгая теория влияния фонового излучения,
особенно на собственную фотопроводимость, становится сложной в случае зна-
чительного фонового излучения. Например, проблема в таком случае перестает
быть «молекулярной» и необходимо учитывать различие между дифференциаль-
ным временем жизни и временем жизни избыточных носителей. Дифференциаль-
ное время жизни появляется в ГР модели, тогда как время жизни избыточных
носителей употребляется в выражениях (4.31) и (4.40). Аналитическое рас-
смотрение этой проблемы выходит за пределы данной главы.
Однако, несмотря на сложность теории, физически понятно, что когда прием-
ник работает при определенной плотности потока фонового излучения, не имеет
смысла снижать концентрацию основных носителей намного ниже значения, при
котором она становится сравнимой с концентрацией носителей, генерируемых
фоном. Некоторое исключение из этого правила может наблюдаться в том
случае, когда важную роль играет вытягивание носителей; вытягивание еще
более усложняет расчеты, но качественно эффект будет состоять в уменьшении
Айфон при определенном значении Фф0Н и, следовательно, в улучшении харак-
теристик приемника.
ПРИЛОЖЕНИЕ Е
СВОЙСТВА ПРИМЕСНОГО КРЕМНИЯ
По сравнению с другими полупроводниками кремний наиболее изучен и
применяется более широко [4.60]. В этой главе необходимо рассмотреть только
данные, используемые в § 4.4, включая свойства легирующих примесей, подвиж-
ности и времена жизни, плотности состояний в зоне проводимости и в валент-
ной зоне.
Легирующие примеси в .Si можно разделить на две группы: примеси с
мелкими энергетическими уровнями и примеси с глубокими уровнями [4.61].
Мелкие уровни расположены на расстоянии только нескольких сотых электрон-
вольта от края зоны и принадлежат обычно примесным атомам с валентностью,
отличающейся от валентности атомов кремния на единицу. Глубокие уровня
134
отстоят более чем на 0,1 эВ от края зоны и принадлежат примесям с большим
отличием валентности от валентности атомо® Si, чем у примесей с мелкими
энергетическими уровнями.
Мелкие энергетические уровни примесей можно рассчитать в приближении
теории эффективных масс носителей с учетом поправки на «центральную ячейку»
основного состояния [4.6'2]. В слабо легированных кристаллах легирующие
атомы достаточно далеки друг*от друга и их энергетические уровни дискретны.
При повышении концентрации примеси их энергетические уровни размываются
в «примесные зоны» вследствие перекрытия волновых функций примесных ато-
мов и энергии возбуждения электронов из основного состояния уменьшаются
[4.63]. В конечном счете взаимодействие между легирующими атомами может
быть столь сильным, что возможно существование несвязанных электронных
состояний и примесные состояния сливаются с состояниями ближайшей зоны;
это так называемый переход Мотта [4.64], который происходит в Si при кон-
центрации примесей с мелкими уровнями «Ю18 см-3. При этом энергия иони-
зации примеси становится равной нулю и t материал не может использоваться
в качестве примесного фоторезистора. При легировании Si примесями с мелкими
уровнями переход Мотта возникает при концентрации примеси, значительно
меньшей предельно достижимой. Поэтому этот эффект определяет максималь-
ную верхнюю границу концентрации примесных центров в материале, пригод-
ном для получения примесной фотопроводимости.
Теория глубоких энергетических уровней примесей в Si значительно более
сложна и еще не полностью разработана. Электроны намного сильнее связаны
с примесями этого типа, чем с примесями, которые имеют мелкие уровни, и
переход Мотта не наблюдается. Растворимость легирующих примесей с глубо-
кими уровнями обычно много меньше, чем у примесей с мелкими уровнями,
поэтому растворимость определяет концентрацию примесей с глубокими уров-
нями, которую можно достичь в Si, чтобы использовать его как примесный
фоторезистор.
Длинноволновые границы, соответствующие энергии ионизации основного
состояния легирующих примесей в Si, показаны на рис. 4.13 [4.6*1]; для при-
месей с мелкими уровнями значения длинноволновой границы указаны для
малых степеней легирования и, следовательно, соответствуют ее наименьшим
возможным значениям. Пределы растворимости всех этих примесей приведены
в работе [4.61].
Спектральная зависимость поперечного сечения оптического поглощения а а
для примесей в Si обычно имеет вид, показанный на рис. 4.15. Наибольшие
значения (У а для примесей в Si, для которых этот параметр известен, также
приведены на рис. 4.15 [4.61].
Подвижность носителей при низких рабочих температурах примесного фото-
резистора определяется главным образом рассеянием на примесях. Кроме того,
в слабо компенсированном Si, наиболее интересном для применения в прием-
никах, преобладает рассеяние на нейтральных основных примесных атомах.
Можно показать, что в Si подвижность при рассеянии на нейтральных приме-
сях (данная в сантиметрах квадратных на вольт-секунду) имеет вид [4.65]
Ие =1,24.1022 Eb/Nn, (4.110)
где Ев — энергия ионизации примеси, эВ, a Nn — концентрация некомпенсиро-
ванных примесных атомов, см-3. В большей части материала, используемою
для приемников, подвижность, определяемая рассеянием на ионизированных
примесях, много ниже [4.66]. Значения коэффициентов рекомбинации В для
легирующих примесей в Si известны неточно. В соответствии с задачами этой
главы в качестве оценки порядка величины можно предположить, что В ж
«10"® см-3 с-1 [4.67].
Эффективные плотности состояний в зоне проводимости и в валентной зоне
Si имеют вид [4.68]
Nc/gc = 2,75-10“ Т372 см-3 (4.1.11)
и [4 69]
Wr/gp = 0,56-10“T3/2 см“3 . (ЪП2)
133
Фактор вырождения для доноров в кремнии ge=2, а для акцепторов с мел-
кими уровнями для акцепторов с глубокими уровнями (например, In)
gv=G [4.70].
5. Фотоэмиссионные приемники излучения
Г. Р. Цвиккер'
1» ВВЕДЕНИЕ
5.1.1. Применение и преимущества фотоэмиссионных
приемников
Применение фотоэмиссионных приборов наиболее предпочти-
тельно в следующих основных областях.
1. Прием слабых сигналов — с малой общей интенсивностью
или рассеянных в оптической фокальной плоскости.
2. Регистрация низкоуровневых сигналов с высоким времен-
ным разрешением..
3. Достижение высокого пространственного разрешения инфор-
мации (изображения) [5.1—5.4]. Конкуренция других типов фо-
топриемников (ФП) при решении этих задач минимальна.
Основное преимущество фотоэмиссионных (испускающих фо-
тоэлектроны) приемников перед другими фотоприемниками заклю-
чается в легкости, с которой могут быть достигнуты высокое вре-
менное разрешение, большой коэффициент усиления и низкий уро-
вень шумов усилителя при использовании электронного умноже-
ния. По некоторым важным эксплуатационным параметрам этот
способ усиления сигнала превосходит способы внешнего усиления,
которые могут быть использованы в других пороговых ФП [5.2,
5.5], за исключением лавинного усиления, реализуемого в некото-
рых полупроводниковых приборах.
Второе важное преимущество фотоэмиссионных приборов за-
ключается в легкости, с которой можно изготовить однородные при-
емные площадки большого размера. Такие чувствительные поверх-
ности важны и для простых фотоумножителей и абсолютно необ-
ходимы для современных преобразователей изображения, вклю-
чая усилители яркости и передающие трубки со считыванием ска-
нирующим электронным лучом [5.3].
Наконец, электронно-лучевая система опроса приводит к тре-
тьему важному преимуществу фотоэмиссионных приборов, а имен-
но, к предельно высокой плотности приемных (чувствительных)
элементов, что позволяет реализовать высокое пространственное
разрешение (для изображения). Такое разрешение трудно полу-
чить с помощью дискретных устройств или интегральных полу-
проводниковых приборов.
1 Lincoln Laboratory, Massachusetts Institute of Technology, Lexington, MA
02173, USA.
136
(Остальные передающие приборы со считыванием электронным
лучом с полуизолирующих накапливающих заряд поверхностей
или диодных матриц работают подобно сканирующим фотоэмис-
сионным устройствам, конкурируют с ними и превосходят их в
некоторых применениях. В этой главе будем рассматривать только
фотоэмиссионные приборы [5.6]).
5.1.2. Недостатки
Основным недостатком фотоэмиссионных приборов является
ограниченная спектральная область чувствительности [5.7]. В ко-
ротковолновой (ультрафиолетовой — УФ) области спектра обычные
фотоэмиссионные приборы нечувствительны при Л £ 0,15 мкм из-за
низкой прозрачности окон [5.8]. Можно расширить область чув-
ствительности до 0,12 мкм, используя дорогостоящие и быстро де-
градирующие окна из LiF, а «безоконные» трубки (например, с
пластинками GaAs толщиной 10 мкм [5.9]) могут быть использо-
ваны вплоть до рентгеновского диапазона. Для регистрации УФ
излучения используют также приборы, чувствительные в види-
мой области спектра. На их входные окна наносят специальные
покрытия, преобразующие УФ излучение в видимое, например из
салицилового натрия, который флуоресцирует в области чувстви-
тельности трубки [5.10]. В таких устройствах нет жесткого верх-
него предела энергии квантов для фотоэмиссионного приема.
В длинноволновой (ИК) области спектра ограничение опреде-
ляется предельно малым откликом в области длин волн более
1 мкм [5.11].
Как будет показано в данной главе, в последнее время до-
стигнуты существенные успехи в увеличении чувствительности в
красной области спектра и в расширении ИК спектральной обла-
сти чувствительности вплоть до 1,5 мкм и дальше [5.12]. В этой
главе приведено большинство успешных результатов, полученных
для ближней ИК области спектра [5.4, 5.13—5.21], где раньЩе
фотоэмиссионные приемники не использовались.
Фотоэмиссионные приемники с высокой эффективностыб рабо-
тают в диапазоне длин волн 0,1 мкм и до 1,1 мкм и более; тео-
ретически возможно расширение диапазона до 2 мкй. В этом
спектральном диапазоне фотоэмиссионные приемники обладают
уникальными свойствами по сравнению с другими фотоприемни-
ками. Фотоэмиссионная чувствительность за пределами области
1,5... 2 мкм возможна в системах фотоэмиттеров с приложенным
электрическим полем [5.22—5.25].
5.1.3. .Типы фотоэмиссионных поверхностей:
классические и с отрицательным сродством к электрону
В зависимости от материала фотоэмиссионного слоя фотоэмис-
сионные приборы могут быть условно разделены на два историче-
ски сложившихся класса [5-11]. Первый класс — «классическая»
137
группа [5.26]. В приборах этого класса фотоэмиттером является
тонкий слой соединения, содержащего щелочной металл или ме-
таллы (почти всегда включая Cs), один или более металлических
элементов из V группы периодической таблицы (например, Sb) и,
возможно, также кислород или серебро [5.27]. Для получения
чувствительности в УФ-области используют несколько другие ма-
териалы (например, CsI). Эти устройства относятся к специали-
зированным приборам и дальше в этой главе обсуждаться не бу-
дут [5.28].
Во втором классе фотоэмиссионных приборов используется фо-
топроводящая монокристаллическая полупроводниковая подлож-
ка с очень тонким поверхностным слоем Cs и небольшим количе-
ством кислорода. Этот класс ФП — с отрицательным сродством к
электрону (ОЭС) — является наиболее современным. Он опре-
деляет развитие приборов с ОЭС в последние 10 лет, которые
очень сильно расширили область применения фотоэмиссионных
приборов с высокой квантовой эффективностью в ближней ИК
части спектра.
5.1.4. Фотокатоды, работающие на отражение и на пропускание
Как классические, так и фотоэмиттеры с ОЭС конструктив-
но могут быть выполнены в двух видах: 1) работающие на отра-
жение (непрозрачные, массивные, рис. 5.1,о), в которых регистри-
руемое излучение падает на ту сторону фотокатода, которая
эмиттирует электроны; 2) работающие на пропускание (полу-
прозрачные, рис. 5.1,6), в которых свет входит с тыльной сторо-
ны фот°эмиссионного слоя и поглощается в нем. Возбужденные
[фото] излучением электроны диффундируют в объеме к проти-
воположной (неосвещенной) поверхности, из которой они испу-
скаются в область расположения фокусирующих электродов. В обо-
их типах эмиттеров достигается примерно одинаковая эффектив-
ность фокусировки, но структуры, работающие на пропускание,
предпочтительнее для передачи изображения или при считывании
сканирующим электронным лучом.
Приборы с полупрозрачными фотокатодами более трудны в
изготовлении, чем с непрозрачными, так как толщина чувствитель-
ного слоя является дополнительным критическим параметром, не
существенным для структуры, работающей на отражение. (Толщи-
на полупрозрачной структуры ограничивает как спектральную об-
ласть чувствительности, так и полную квантовую эффективность).
Большинство новых фотоэмиттеров, в частности фотоэмиттеры с
ОЭС, первоначально были исследованы на отражение (облуче-
ние с фронтальной стороны). При этой геометрии обычно полу-
чают наивысшие эффективность поглощения света и эффектив-
ность эмиссии электронов. Лишь после определения оптимальной
толщины и оптимальных методов изготовления получают новые
фотоэмиссионные катоды («прозрачные», «на пропускание», «об-
лучаемые с тыльной стороны» и т. д.). В конечном счете оба ти-
138
па приборов выпускаются промышленностью в нескольких вари-
антах, каждый из которых оптимизирован по определенным пара-
метрам, таким как низкая стоимость, максимум чувствительности
на определенной длине волны, малая термоэмиссия (из-за умень-
шения чувствительности) или высокая однородность. Этот набор
параметров особенно применим к разработанным промышленно-
стью фотокатодам, работающим на отражение и пропускание, та-
ким как 3-1 или 3-20.
Полупроз-Ц
рачный^Д
фотокатод \
Передняя
,стен Kg I
^>окусирую-[|
щий электрод
12. 10
14
15
Экран
Ускоряющий
электрод
Манжета /
Падающий
свет
Фотоумножитель линейного типа 6810А
б)
Рис. 5.1. Схематическое изображение фотоумножителей с непрозрачным като-
дом:
а — работающего на отражение; фотоэлектроны выходят из элемента О фото-
катода, умножение электронов осуществляется на диодах 1—9, электроны по-
падают на анод 10 [5.153]; б — работающего на пропускание ([5.153] с разре-
шения RCA Corp.); 1—14 — диоды, 15 — анод
5.1.5. Структура главы
В обеих группах фоточувствительных элементов (классических
и с ОЭС) используют одни и те же физические принципы, основан-
ные на зонной теории полупроводников и механизмах испускания
электрона из фотоактивного слоя в вакуум. Обе группы характе-
ризуются неадекватностью аналитической модели для поверхно-
стей, эмиттирующих электроны, особенно относительно нахождения
размеров любого барьера для эмиссии электрона. Для классиче-
ских фотокатодов, открытых случайно и изготовляемых годами
методом проб и ошибок, кроме того, возникают дополнительные
трудности (в экспериментальных исследованиях и при моделиро-
139“
вании) из-за их поликристалличности. При теоретическом рас-
смотрении учитывается только ближний порядок. Физические про-
цессы ни в том, ни в другом классе не поняты до конца. Теоре-
тический анализ созданных позднее монокристаллических фото-
эмиттеров с ОЭС продвинулся существенно дальше, чем клас-
сических фотоэмиттеров (см., например, [5.30, 5.31]).
В начале этой главы рассмотрены физические принципы ра-
боты обоих классов фотоэмиссионных поверхностей в тех преде-
лах, в которых они поняты. Принцип работы и конструкция клас-
сических приборов детально будут рассмотрены на примере двух
предельных случаев — (CsSb)* и (AgCsO) — S-1 фотокатодов. Затем
будут рассмотрены приборы с ОЭС. Они обсуждаются несколько
подробнее, чем классические приборы, ввиду того, что эти недав-
но разработанные фотоприемники менее знакомы потребителям.
В качестве примера работы ОЭС-фотокатода будет обсужде-
на в деталях простейшая конструкция ОЭС-фотокатода из GaAs,
работающего как на отражение, так и на пропускание. Другие
эмиттеры, чувствительные в ИК области, включая сложные слои
четырехкомпонентных полупроводниковых соединений, таких как
InGaAsP, будут рассмотрены менее подробно. Глава заканчива-
ется сравнением классических и ОЭС-приборов.
Основное внимание в главе уделяется собственно фотоэмит-
терам, а не отличающимся большим разнообразием электронным
умножителям и конструкциям, в которых реализуются фотоэмис-
сионные приборы.
5.2. ФОТОЭМИССИОННЫЕ ПРОЦЕССЫ
5.2.1. Энергия выхода электронов
В любом стабильном материале электроны удерживаются в
веществе благодаря электростатическим силам положительно за-
ряженных ядер. «Энергия ионизации» (называемая работой вы-
хода в твердых телах) —это энергия, необходимая для преодоле-
ния удерживающей силы. Электроны с энергией больше «энер-
гии ионизации», которые находятся вблизи поверхности, имеют
большую вероятность выхода в вакуум.
Определим «энергию ионизации» как исходный уровень отсче-
та (0 эВ). Энергия Е любого связанного электрона будет опре-
деляться относительно уровня в вакууме ЕВак^=0 (нулевого уров-
ня). Поскольку для выхода электрона необходимо, чтобы Е^ ЕВак,
далее рассмотрим энергию электронов в различных материалах.
В твердом теле существует определенное число дискретных
уровней энергии, на которых может находиться электрон; все дру-
гие значения энергии запрещены [5.32—5.35]. Число разрешен-
* Для краткости используем скобки, например (CsSb), для обозначения
основного состава без указания точного химического соединения, например
CssSb.
140
ных энергетических состояний в твердом теле во много раз боль-
ше числа связанных электронов.
Равновесная заселенность, или заполнение разрешенных уров-
ней электронами, происходит таким образом, чтобы электронная
подсистема имела минимальную энергию, т. е. электроны запол-
няют нижележащие уровни энергии, оставляя свободными более
высокие. Однако при конечных температурах из-за хаотического
теплового движения имеется небольшая заселенность электрона-
ми более высоких энергетических уровней в то время как часть
лежащих ниже уровней остаются пустыми.
Средняя энергия распределения электронов есть энергия Фер-
ми ЕР\ при E=Ef вероятность заполнения равна 1/2 (для невы-
рожденного состояния). Вероятность заполнения экспоненциально
уменьшается с ростом энергии (^ехр[(Ер—E)/kT]) для энергии
E>EF и соответственно увеличивается для E<EF. Здесь k —
постоянная Больцмана, Т — температура в кельвинах.
Из всех твердых тел наименьшее значение EF, равное 2,1 эВ,
имеет металлический цезий [5.36]. Распределение электронов в
цезии приближенно имеет вид ехр[(—2,1—F)/0,026 эВ], а веро-
ятность того, что электрон имеет энергию больше энергии иони-
зации (т. е. что Е^Евак), меньше или равна ехр (—2,1/0,026)
^10~35 при 300 К. В реальных материалах концентрация элект-
ронов около 1024 см‘3, т. е. можно считать, что при комнатной
температуре ни в цезии, ни в любом другом твердом теле нет эле-
ктронов с энергией, достаточной для выхода из твердого тела в
Окружающее пространство. (Исключение может составить сама
поверхность, где минимальная энергия не обязательно равна
2,1 эВ. На поверхности могут находиться электроны с меньшей
энергией связи, которые могут выйти из твердого тела. Число их
обычно мало, тем не менее они дают вклад в темновой ток, если
вещество используют как фотоэмиттер.).
Существует несколько процессов, в результате в которых элект-
рон может получить энергию, существенно большую, чем тепло-
вая энергия при комнатной температуре, что увеличивает вероят-
ность выхода. Один из процессов — просто нагрев; в этом случае
экспоненциальный множитель может быть достаточно большим,
и возникает электронная эмиссия, например термоэлектронная
эмиссия из горячей нити накала. Наиболее интересным процессом
для данной главы является поглощение электроном энергии па-
дающего фотона. Полезная эмиссия возникает при поглощении
фотона с энергией, большей энергии ионизации. Для кристалли-
ческого цезия полезная эмиссия может возникнуть, если электрон
поглотит фотон с энергией ~2,1 эВ или больше при условии, что
поглощение произойдет вблизи поверхности. В этом случае су-
ществует не очень малая вероятность выхода электрона. Этот ме-
ханизм — фундаментальный механизм фотоэмиссии.
141
5.2.2. Энергия выхода из металлов и полупроводников
Энергия выхода электрона из твердого тела из-за наличия
ионов решетки и локализованных электронов существенно отли-
чается от истинной энергии ионизации газа. «Энергия ионизации»
в металле называется работой выхода (р, которая определяется
как разность (положительная) энергии уровня Ферми (средняя
энергия этих электронов ближе всего к энергии выхода) и мини-
мальной энергии свободного электрона в вакууме, Е=0. (Для га-
зообразного Cs энергия ионизации равна 3,7 эВ, в то время как
работа выхода для кристаллического Cs составляет 2,1 эВ [5.36].)
В любом металле или сплаве металлов EF, а следовательно и
Ф=Евак—Ef, являются константами материала. Это не так для
негомогенных или неметаллических веществ, так как положение
уровня Ферми в них зависит от свойств материала. Например, в
таком полупроводнике, как GaP, положение уровня Ферми мо-
жет изменяться в зависимости от степени легирования на 1 ... 2 эВ.
Уровень Ферми (и работа выхода) определяются структурой
полупроводников. В полупроводниках наивысшие электронные
.уровни (находящиеся выше сильносвязанных состояний) расщеп-
ляются на две четко определенные неперекрывающиеся области
энергий, разделенные большой энергетической щелью EG (~2эВ
в GaP). Уровень Ферми может находиться в области энергий ще-
ли в зависимости от наличия примесей и смещаться при контак-
те полупроводника с другим веществом.
‘ Изменение работы выхода и уровня Ферми в металлах и по-
лупроводниках показано на рис. 5.2. В металлах (см. рис. 5.2,а)
уровень Ферми расположен при такой энергии, при которой все N
нижелажащих электронных состояний заполнены W электрона-
ми В то же время имеется большое число пустых электронных
состояний над уровнем EF, но они остаются незаполненными несмо-
тря на присутствие малых количеств примесей. Поэтому положе-
ние Ef и значение <р в металлах являются константами мате-
риала.
В полупроводниках (см. рис. 5.2,6) уровень Ферми находит-
ся в запрещенной зоне между Ev и Ес. N состояний валентной
зоны (Е ниже Ev) в основном заполнены N валентными электро-
нами, а электронные состояния выше Ес почти пусты. EF может
изменяться от одного предельного значения к другому (от EFp &
^Ev до EFn^Ec) без существенного изменения баланса между
пустыми и занятыми состояниями; валентная зона остается прак-
тически заполненной, а зона проводимости — в основном пустой
до тех пор, пока Ер не приблизится на расстояние нескольких со-
тых электрон-вольта к Ev или Ес.
На практике положение EF регулируется добавлением приме-
сей — процессом легирования — для получения проводимости и-
1 Это справедливо только (пр.и Т=0 К. — Прим. ред.
142
или p-типа. Примеси добавляют очень малую плотность разрешен-
ных состояний в запрещенной зоне кристалла, и уровень EF дол-
жен лежать между Ес и Ev (от EFfl до EFp) для сохранения об-
щего числа N заполненных электронных состояний (при этом ве-
щество остается тем же самым полупроводником вне зависимости
от того, есть или нет около 0,01% примеси). Работа выхода оп-
ределена как ф = £’вак—Ef, следовательно, ее значение будет из-
меняться вместе с EF на ±EG/2 практически для любого полу-
проводника; на рис. 5.2,6 это проиллюстрировано с помощью фп
и (рр. Очевидно, что работа выхода не является константой полу-
проводникового материала.
нет состояний ____ £
///7/7777777777/
y//N состояний у
у/, (заполненные)/
'ZZ////////////'
Полупроводник
Вакуум
б)
Рис. 5.2. Зонные структуры:
а — металла; указаны уровень Ферми Ер и работа выхода ф; б — полупровод-
ника; указаны уровни Ферми и работа выхода для полупроводников с прово-
димостью л- и р-типа.
Запрещенная область шириной EG лежит между разрешенными состояниями Ес и Ev. Уров-
ни Ферми Ерп и ^Fp
изменяются при переходе от материала л типа к материалу р-тила;
при этом соответствующим образом измеряется работа выхода от фп до <рр при постоянном
сродстве к электрону Х=Хп=Хр
В отличие от металлов в запрещенной зоне полупроводника в
действительности обычно мало электронов с энергией EF. Поэто-
му определение работы выхода как «энергии, требуемой для пере-
хода электрона с уровня Ферми EtzEf на уровень энергии в ва-
кууме» не имеет большого физического смысла.
Более полезным для анализа явлений в полупроводниках яв-
ляется понятие «энергия ионизации», связанное с расстоянием от
дна зоны проводимости до уровня энергии в вакууме. Эта разность
энергий определяется как сродство к электрону у=ЕЪж-^Ес.
Многие авторы употребляют другое обозначение — Еа. Сродство
к электрону, в отличие от работы выхода, является константой
полупроводникового материала, не зависящей от примеси (см.
рис. 5.2,6).
143
5.2.3. Пороговые характеристики различных
фотоэмиссионных материалов и выбор материалов
Пороговая энергия Eth фотоэмиссии1 электронов из металлов
обычно примерно равна (р; в полупроводнике Eth примерно дол-
жна равняться %, если плотность электронов в зоне проводимо-
сти (выше Ес) достаточна для эффективного поглощения фотонов.
Этот случай реализуется редко. Чаще высокая плотность электро-
нов, необходимая для эффективного поглощения падающего све-
та, достигается в валентной зоне, вблизи или ниже Ev — Ec—Eg,
так что пороговая энергия фотоэмиссии из полупроводника Eth~
^^Eg [5.37, 5.38]. Эта «оптическая энергия ионизации полупро-
водника» довольно постоянна* вне зависимости от степени легиро-
вания, и более полезна при оценке Eth, чем работа выхода полу-
проводника. Для выбора наиболее подходящих материалов для
фотоэмиссионных катодов рассмотрим пороговые значения энер-
гии фотоэмиссии и причины ограничения квантовой эффективно-
сти в различных материалах.
Материалы с малой пороговой энергией. Для получения фото-
эмиссии при энергиях фотонов, меньших Пороговой энергии цезия,
необходимо найти металлические сплавы’ в которых работа вы-
хода электрона была бы меньше примерно 2 эВ, или полупровод-
ники, у которых £g+%<2 эВ. Этот поиск привел к открытию
классических фотоэмиссионных соединений. Наименьшим сродст-
вом к электрону из бинарных соединений обладает антимонид це-
зия CsaSb, у которого % = 0,45 эВ [5.39]; Здесь £g~1,6 эВ и
Eth^EG + %^2 эВ. Для более сложного вещества (NaKCsSb),
в действительности представляющего собой соединение (NaKSb)
с поверхностным слоем (NaKCsSb) [5.40], Eg—1 эВ и % = 0,4 эВ
(это значение несколько изменяется в зависимости от обработки
поверхности). (NaKCsSb) имеет наименьшую пороговую энер-
гию из всех известных «классических» материалов (^1,4 эВ) и
является основным материалом для фотокатодов S-20 (с чувстви-
тельностью, продленной в красную область) и ERMA. Материалы
фотокатода S-l (AgCsO) и многих из эмиттеров с ОЭС имеют по-
роговую энергию значительно ниже 1,4 эВ, но материалы этих
эмиттеров неоднородны и простое соотношение к ним
прямо не применимо. [5.38]. Таким образом, несмотря на интен-
сивный поиск материалов с малой энергией выхода электронов,
для простых эмиттеров минимальная пороговая энергия ограни-
чена значением около 1,4 эВ. Более длинноволновые ИК-эмитте-
ры (например, S-1 и фотокатоды с ОЭС) требуют многоступен-
чатых процессов эмиссии и двух или более разделенных слоев для
получения пороговых энергий, меньших, чем для любого из из-
вестных простых материалов.
1 В отечественной литературе используется термин фотоэлектронная работа
выхода в отличие от работы выхода ф (термоэлектронной). — Прим, перев.
144
Дополнительные параметры материалов для получения высокой квантовой
эффективности. Помимо малой работы выхода важны и другие факторы, при-
водящие к высокой эффективности фотоэмиссии. Очевидно, что это — высокая
вероятность поглощения регистрируемых фотонов с большой энергией возбуж-
денных излучением электронов в зоне проводимости. Для реализации этих
требований необходимы большой коэффициент поглощения а и малый коэффи-
циент отражения. Для большинства металлов в видимой и ближней ИК-облас-
тях спектра отражение очень велико — 90...99%; следовательно, металлы, вклю-
чая цезий, не могут быть эффективными фотоэмиттерами [5.41], за исключе-
нием, как будет показано ниже, серебра в фотокатоде S-1. В то же время полу-
проводники в интересующей нас области спектра обычно имеют умеренное
отражение (порядка 25...50%) и при поглощении фотонов генерируются свобод-
ные электроны. Поэтому большинство фотоэмиттеров представляют собой фото-
проводящие полупроводники, обладающие высоким коэффициентом поглощения.
Существуют две группы полупроводников, обладающих разной зонной струк-
турой: прямозонные и непрямозонные [5.4'2]. В прямозонных материалах резкое
возрастание коэффициента поглощения начинается при энергиях фотонов, соот-
ветствующих ширине запрещенной зоны, и величина а достигает значений от
104 до 105 см-1. В непрямозонных материалах коэффициент поглощения при
энергии, близкой к пороговой, увеличивается с ростом энергии медленнее, и а
обычно существенно меньше; значения около 102...li03 см-1 обычны даже для
фотонов с энергиями на несколько Десятых электрон-вольта больше энергии
запрещенной зоны. Однако глубина, с которой электроны могут эмиттироваться
в непрямозонных материалах, намного больше, чем в прямоэонных, и полмые
эффективности фотоэмиссии (пропорциональные произведению а на глубину
выхода) этих материалов сравнимы. Прямозонные эмиттеры (в число которых
входит большинство полупроводниковых соединений AniBv) обычно предпоч-
тительнее непрямозонных (таких, как Si, GaP), так как позволяют изготовить
тонкую область, в которой происходят поглощение света и генерация электро-
нов, и при заданной толщине обладают более постоянной квантовой эффектив-
ностью при энергии, выше пороговой. Обычно все фотокатоды'как с ОЭС, так
и классические — прямозонные и имеют а= Г04..ЯО5 см-1 [5.43]. (Поликрис-
таллическая структура последних затрудняет однозначную классификацию и из-
мерение коэффициента поглощения.)
Другим важным фактором, влияющим на фотоэмиссию, является вероят-
ность того, что оптически генерированный электрон будет двигаться к эмит-
тирующей поверхности без заметной потери энергии. Эффективность переноса
носителей заряда описывается характеристической длиной L. Для «горячих»
электронов, возбужденных высоко в зону проводимости с энергией Е^>Ес, L
определяется в основном длиной свободного пробега электрон-электронного и
электрон-фононного рассеяния Ls; обычно это величина порядка 10“3...Ю-2 мкм
(1 ..10 нм) [5.44]. Количество энергии, теряемой при каждом столкновении,
мало, а электрон может пройти расстояние, больше Ls, прежде, чем потери
энергии сделают эмиссию невозможной. Следовательно, потеря энергии при
каждом столкновении является дополнительным параметром, влияющим на вы-
ход фотоэлектронов. Его значение и Ls зависят от энергии движущегося элек-
трона. Учет всех этих факторов усложняет аналитическое рассмотрение переноса
«горячего» электрона [5.45] и делает предсказание или контроль Ls почти
невозможными.
145
Для «холодных» электронов, т. е. «термолизованных» до энергий, уровни
которых расположены вблизи дна зоны проводимости (Е~ЕС), L равна диффу-
зионной длине Ld, которая обычно больше Ls и лежит в пределах 1...10 мкм
для прямозонных полупроводников с совершенной кристаллической структурой
[5.44]. В отличие от Ls, LD подразумевает полную потерю энергии носителем
при рекомбинации на дефектах или зона-зонной рекомбинации, а не частичные
потери, характерные для «горячих» электронов Несмотря на это, перенос «тер-
молизованного» электрона обычно более эффективен, чем «горячего», благодаря
большей характеристической длине.
Как будет показано дальше, «холодные» («термолизованные») электроны
могут эмиттироваться с поверхностей материалов с ОЭС, в то время как для
эмиесии с поверхностей «классических» материалов необходимы «горячие» элек-
троны для преодоления энергетического барьера на границе раздела. Перенос
заряда в структурах с ОЭС может быть оптимизирован подбором материалов,
тогда как контроль процесса переноса в классических эмиттерах очень труден.
Поскольку электрон находится вблизи эмиттирующей поверхности, то ве-
роятность выхода его из поверхности в вакуум в итоге определяет квантовый
выход. Потенциальный барьер любого вида на поверхности является серьезным
препятствием. Влияние его частично учитывают введением пороговой энергии
Ем, с которой электрон должен подойти к поверхности для металлов
или «£g+x для полупроводников). В дополнение к барьеру, показанному на
рис. 5.2,а, б на поверхности многих материалов наблюдается достаточно высо-
кий, тонкий потенциальный барьер для электронов, который может привести к
увеличению Eth сверх указанного значения (рис. 5.3,а).
Вероятность эмиссии всегда меньше единицы даже для электронов, имеющих
достаточную энергию на поверхности. Выход фотоэлектронов зависит от типа
матёриала, его кристаллической ориентации, а также от особенностей зоны
проводимости, в которую в результате возбуждения попадают носители. На-
пример, для ОЭС-фотокатода из GaAs вероятность выхода фотоэлектронов из
плоскости l.'ll-B (As) примерно в 2,5 раза больше, чем из плоскости 1*1»1 -А
(Ga) [5.46], и выход электронов из X-состояний в 2 раза превосходит выход
из Г-состояний [5.47]. Для классических материалов такие детали процессов
выхода электронов практически неизвестны. Влияние поверхности на выход
фотоэлектронов как для материалов с ОЭС, так и для «классических» мате-
риалов, моделировать практически невозможно, трудно предсказывать и нап-
равление поиска материалов с низкими барьерами для электронов и большими
вероятностями выхода. Это почти полностью экспериментальная задача.
Для учета всех факторов, влияющих на выход фотоэлектронов, необходимо
рассматривать этот процесс в два этапа. Первый — процессы в фотопровод-
нике, определяющие эффективность поглощения излучения и эффективность
переноса электрона в объеме фотоэмиссионного слоя к поверхности. Второй —
процесс эмиссии с поверхности, при анализе которого необходимо учитывать
все факторы, увеличивающие выход носителя, достигшего поверхности, в част-
ности исключение всех возбужденных электронов с энергией, меньшей «энергии
ионизации», т. е. с энергией ниже потенциального барьера на поверхности.
На рис. 5.3 приведена зонная структура и спектральные кривые квантового
выхода для Cs [5.48], CS2O [5.49] и Si/(CsO) с ОЭС [5.50]. Для каждого
из материалов он мал до тех пор, пока энергия падающего фотона не превысит
или работу (выхода <р или порог фотоэмиссии Eg+%.
146
Для Cs пороговая энергия но сильное отражение излучения от
металла и очень малая глубина выхода (электрон-электронное рассеяние) силь-
но ограничивают фотоэмиссию. Для Si все факторы, существенные для эффек-
тивной эмиссии, могут быть оптимизированы. Сродство к электрону может
быть снижено до величины, меньшей нуля, обработкой поверхности и «изгибом
Рис. 5 3. Зонные структуры и квантовый выход для:
а — кремния, актив иро в энного до отрицательного сродства к электрону: б —
тонкого слоя Cs2O (значения приблизительные); в — металлического Cs
Для S1 Еа — энергия активации специально введенных акцепторов, для CS2O ED — энергия
активации естественных дефектов. Соотношение между пороговой энергией фотоэмиссии и
значениями EG+X для полупроводника или ф для Cs очевидно [5.48—5.50]
зон», как будет показано ниже для фотокатодов с ОЭС. Для фотонов с энер-
гией, большей ширины запрещенной зоны (непрямой), т. е. 1,1 эВ, выход фо-
тоэлектронов достаточно .высок. Для полупроводника той же толщины порог был
бы более резким, если бы Si был прямозонным материалом, однако эффективность
эмиссии на каждый поглощенный фотон в Si велика. Для CS2O заметная
<47
эмиссия наблюдается для энергий, больших эВ, но ее огра-
ничивают слабое поглощение (в тонком слое) и неэффективность переноса «го-
рячих» электронов. Это вещество не используется как фотоэмиттер.
5.3. КЛАССИЧЕСКИЕ ФОТОЭМИССИОННЫЕ ПОВЕРХНОСТИ
5.3.1. Сурьмяно-цезиевыи фотокатод
Антимонид цезия как фотоэмиттер [5.43, 5.51] нашел широкое
применение в промышленных фотоприемных приборах. Трубки с
(CsSb) изготавливаются с массивными и полупрозрачными под-
ложками, с окнами из разных материалов и образуют семейство
S-катодов, включая S= 4, 5 , 11, 13, 17 и 19 [5.52]. Физические
свойства этого материала исследованы достаточно широко; изу-
чались а(£), £g, ф и характеристики дефектов [5.53]. Это яркий
представитель классических фотокатодов.
Процесс изготовления чувствительного фотокатода на основе
(CsSb) в некоторой степени ясен, но все же до сих пор остается
скорее искусством, чем наукой [5.39]. Вначале чистая Sb напыля-
ется в вакууме на подложку фотокатода. Подложкой может слу-
жить прозрачное стекло или непрозрачный металл или же стекло
с нанесенной на него оптически прозрачной проводящей тонкой
металлической пленкой (используется во избежание возникнове-
ния поперечного падения напряжения в процессе эмиссии из вы-
сокоомного слоя). Для непрозрачных фотокатодов толщина нане-
сенного слоя сурьмы не имеет существенного значения. Для про-
зрачного катода слой наносят до тех пор/пока не будет достигну-
та 70%-ная прозрачность по сравнению с исходной [5.54]. На
структурное совершенство полученных пленок Sb влияют ско-
рость испарения, тип химического источника Sb, а также темпе-
ратура трубки. Нанесенная пленка затем активируется парами
Cs до получения максимальной чувствительности. Трубка, в ко-
торой поддерживается равномерное нарастание температуры в
процессе испарения, осторожно охлаждается после напыления до
комнатной температуры для предотвращения осаждения цезия на
внутренних электродах. Изготовленные пленки (CsSb) должны
обладать высокой стабильностью и в полупрозрачных структурах
толщиной около 30 нм [5.55].
Химический состав пленки (CsSb) есть Cs3Sb [5.56], микро-
кристаллы имеют кубическую решетку с симметрией DO$. Микро-
кристаллы Cs3Sb представляют собой полупроводник с шириной
запрещенной зоны 1,6 эВ. В оптимизированных слоях концентра-
ция избыточной Sb примерно равна 1020 см“3. Избыточные атомы
Sb создают акцепторные уровни, расположенные на 0,5 эВ выше
валентной зоны, поэтому кристаллы имеют проводимость р-типа
с энергией Ферми, несколько меньшей 0,5 эВ. Это обусловливает
небольшую проводимость пленки при комнатной температуре.
На рис. 5.4 представлены зависимости от энергии коэффици-
ента поглощения и квантового выхода для типичных слоев CsSb.
на
Схематическая модель зонной структуры совершенного фотока-
тода, полученная из сравнения данных по поглощению и эмис-
сии, показана на рис. 5.5 [5.43, 5.57]. Сродство к электрону око-
Рис. 5.4. Зависимости:
а — коэффициента поглощения (CsSb) от энергии [5.57] (Т=300 К); б—спект-
ральная зависимость квантового выхода (CsSb) при комнатной температуре и
охлаждении [5.51].
------теоретическая кривая (два подгоночных параметра); • , □—экспериментальные точ-
ки соответственно для 300 и 77 К
ло 0,45 эВ и пороговая энергия эффективной фотоэмиссии Eth —
==£g+0»45«2 эВ. Показанный на рисунке изгиб зон обсуждает-
ся в [5.58].
Достаточно выяснен механизм работы CsSb как эффективно-
го фотоэмиттера. Фотоны с энергией меньше Eth генерируют в
материале электроны, которые не могут преодолеть потенциаль-
ный барьер на границе раздела с
вакуумом и не эмиттируются.
Для фотоэлектронов с кинетиче-
ской энергией, большей энергии
сродства к электрону (EhV>Ec +
+%), квантовый выход определя-
ется вероятностью диффузии к по-
верхности с малыми потерями
энергии (кинетическая энергия
должна превосходить %). Посколь-
Рис. 5.5. Примерная зонная структура
типичного фотоэмиссионного слоя
(CsSb) [5.57]
143
ку толщина слоя CssSb порядка 30 нм, а длина пробега «горяче-
го» электрона порядка 15 нм (с малой, порядка 0,05 эВ, потерей
энергии при столкновении) [5.51], квантовая эффективность слоя
(на поглощенный фотон) приближается к 1/2 при энергии фото-
нов 2,3 эВ.
Порог фотоэмиссии сдвинут до энергий, существенно мень-
ших, чем Eth, и эмиссия регистрируется вплоть до 1,5 эВ (Х«
«0,69 мкм). Эта эмиссия обусловлена возбуждением электронов,
захваченных дефектами Sb, которые имеют очень высокую плот-
ность состояний [5.43]. Поглощение на дефектах с энергией при-
мерно |Еу+0,5 эВ | заметно в спектрах поглощения при комнат-
ной температуре (см. рис. 5.4,а). Этот длинноволновый «хвост»
исчезает при охлаждении прибора из-за опустошения уровней
(см. рис. 5.4,6, данные для 77 К).
Фотокатоды из CsSb сравнительно дешевы (благодаря про-
стой технологии изготовления) и высокостабильны. Низкая сто-
имость объясняет быстрое увеличение числа конструктивных ва-
риантов приборов с (CsSb) и разнообразие стекол, используемых
для окон. Это и обусловливает низкую стоимость приборов в це-
лом, если не требуется работа в УФ области. В некоторых моде-
лях на стеклянные окна наносят полупрозрачное проводящее по-
крытие из (МпО). Такая подложка приводит к непонятному до
сих пор (см. с [5.58]) эффекту уменьшения % по сравнению с его
значением в приборах на материале стекло/CsSb [5.59]. Этот эф-
фект приводит к увеличению интегральной квантовой эффектив-
ности и небольшому сдвигу чувствительности в красную область.
Быстрое увеличение числа разных конструкций доказывает, что
(CsSb) — высокосовершенный фотоэмиссионный материал, про-
изводство которого позволяет получать многообразные практиче-
ски идентичные приборы со слегка отличающимися оптимизиро-
ванными характеристиками.
5.3.2. Фотокатод S-1 из (AgCsO)
Соединения (CsSb) являются типичными «классическими» фо-
тоэмиссионными материалами и могут быть представлены мо-
делью полупроводниковых микрокристаллов со средней шириной
запрещенной зоны, низким сродством к электрону и высоким фо-
топоглощением. ОЭС-фотокатоды, которые будут обсуждаться в сле-
дующем разделе, представляют собой слоистые структуры, вклю-
чающие в себя фотопоглощающую подложку и покрытие с ма-
лой работой выхода. Фотокатоды S-1 из (AgCsO) [5.60] более
близки к фотокатодам с ОЭС, чем к «классическому» семейству,
так как содержат частицы серебра с высоким значением %, по-
крытые (CsO) с низким значением %. Физическая модель, до сих
пор полностью не понятая, является промежуточной между струк-
турой с ОЭС и однородным полупроводниковым фотоэмиттером
типа (CsSb) [5.61].
150
Изготовление (AgCsO)-фотокатода [5.60] требует нанесения
тонкого слоя Ag, последующего окисления (в тлеющем разряде)
и очувствления парами Cs. Существует много вариантов проце-
дуры изготовления, но обычно они более сложны, чем для (CsSb).
В отличие от технологии других фотокатодов из более сложных
материалов (например, NaKCsSb) имеется несколько моментов в
процессе изготовления, которые могут привести к ухудшению ха-
рактеристик слоя. Например, процесс цезирования; ошибки в этом
процессе можно скорректировать для других материалов, но не
для (AgCsO). Эти трудности, а также плохая воспроизводимость,
увеличивают стоимость
приборов с фотокатодом
S-1 и приводят к боль-
шому разбросу характе-
ристик.
о
Рис. 5.6. Возможная
модель одного кристал-
лита материала (AgCsO)
фотокатода S=1
Зонная структура слой (CsO)
показана на рис. 5.3, зонная
структура Ag, покрытого
пленкой, похожа на зонную
структуру Св (см. рис. 5.3).
Барьер гетероперехода обра-
зован на границе между
двумя материалами
CsjO
Ад
[ Вакуум
Модель фотоэмиссии в этом материале в значительной сте-
пени предположительная. Возможная зонная структура для одной
частицы Ag/(CsO) (размером несколько нанометров) показана
на рис. 5.6. Спектральная характеристика чувствительности ти-
пичнего фотЬкатода S-1 приведена на рис. 5.7 вместе с данными
по поглощению тонкими пленками Ag [5.62] и СэгО [5-49]. На-
личие области высокой эмиссии в интервале длин волн (между
300 и 400 нм), объясняется следующим образом. В УФ области
(длина волны менее 0,3 мкм) фотоэмиссия обусловлена поглоще-
нием и эмиссией из тонкого слоя CsjO [5.49, 5.63]. Ширина за-
прещенной зоны CsjO около 2 эВ и сродство к электрону около
0,6 эВ, что и обусловливает пороговую энергию 2,6... 3 эВ (см.
рис. 5.3). В области длин волн больше 0,4 мкм фотоэмиссия обу-
словлена поглощением частицами Ag; как видно из рис. 5.7, тон-
кая пленка сильно поглощает. Дальше электрон проходит через
барьер на границе Ag/Cs2O в слой CS2O, который обладает ма-
лым значением %. Для того чтобы эти электроны могли быть эмит-
тированы в вакуум, они должны попасть в СэгО с энергией, до-
статочной для перехода через поверхностный барьер СвгО/вакуум,
равный 0,6 эВ.
Эмиссия в области длин волн между 300 и 400 нм (S-1 редко
используют в этой области) определяется сложными процесса-
ми, не понятыми до сих пор [5.49, 5.63]. Минимум фотоэмиссии
151
при длине волны 320 нм соответствует минимуму в спектре пог-
лощения Ag [5.32], что, возможно, обусловлено плазменным резо-
нансом. Так как поглощение тонким слоем CS2O в этой области
мало, то эмиссия по-видимому происходит как и в более длинно-
волновой области; фотон поглощается в Ag и фотоэлектрон эмит-
тируется через CS2O. Возникновение пика при 350 нм объяснить
трудно, но он проявляется также и в спектральном распределе-
нии квантового выхода Ag/Cs и может быть обусловлен структу-
рой зон серебра. В области длин волн между 320 и 300 нм вклад
в эмиссию вносят как Ag-(CsO), так и (CsO).
Рис. 5.7. Спектры поглощения тон-
ких пленок Ag и (CsO) [5.62] (а)
и спектральная характеристика кван-
тового выхода для (AgCsO) фото-
катода S-1 [5.62] (б)
Точная структура спектра в области 300... 400 нм определя-
ется суперпозицией процессов поглощения и рассеяния как на
(CsO), так и Ag. Отклик критичен к изменению относительных
толщин этих двух слоев и варьируется в широких пределах по
площади катода и от одного прибора к другому. Реальная поверх-
ность фотокатода S-1 может быть чем угодно, но только не со-
вершенным слоем монокристаллического Ag, покрытого СвгО,
так что описанная выше модель очень упрощена. Реальные эмис-
сионные процессы и вероятности выхода сильно изменяются в об-
ластях эмиттирующей поверхности размером порядка 5... 20 нм.
Возникающая из-за этого пятнистость влияет на работу выхода и
в итоге приводит к отсутствию резкого порога при %>0,9 мкм
[5.64].
Фотоэмиссия из (AgCsO) определенно является двухступен-
чатым процессом: поглощение излучения в наиболее важном ИК
участке спектра происходит в одном материале (Ag), а эмиссия
идет через материал с низким сродством к электрону (CS2O), по-
крывающий серебро. Поэтому фотокатод S-1 более похож на
структуру с ОЭС, чем на классическую.
152
5.4. ПРИБОРЫ С ОТРИЦАТЕЛЬНЫМ СРОДСТВОМ К ЭЛЕКТРОНУ
Как в случае S-1, так и в случае фотокатодов с ОЭС для по-
нижения эффективного барьера для электронов в фотопоглоща-
ющем веществе используются тонкие слои, прозрачные для элек-
тронов, с низким значением сродства к электрону. В приборах с
ОЭС сродство к электрону либо не проявляется, либо отрицатель-
но, а не равно примерно +0,6 эВ, как в фотокатоде S-1; к тому
же разрыв зоны проводимости (равный 1 эВ [5.49] на рис. 5.6) в
веществах с ОЭС меньше, поэтому меньше ограничивает эмиссию.
(В приборах с ОЭС используется полупроводниковый гетеропере-
ход, потенциальный барьер у которого ниже, чем у гетероперехо-
да металл — полупроводник [5.65].) Рассмотрим детально физи-
ку структур с ОЭС.
5.4.1. Введение. Преимущества структур с ОЭС
Фотокатод с отрицательным сродством к электрону является
наиболее современным и обладает наилучшими характеристика-
ми из всех известных до сих пор фотоэмиттеров [5.4, 5.11—5.21].
Работа его определяется теми же физическими принципами, ко-
торые применимы ко всем фотоэмиттерам. Отличие заключается
в малом сродстве к электрону и в специфических факторах, оп-
ределяющих выход фотоэлектронов. Первые фотоэмиттеры с ОЭС
были предсказаны теоретически до их экспериментального воп-
лощения [5.66] с использованием основных принципов построения
классических фотоэмиттеров.
Существует два главных физических различия между эмит-
терами с ОЭС и классическими эмиттерами: 1) в структурах с
ОЭС эмиттируются не «горячие» электроны, а «термолизованные»
на дно зоны проводимости; 2) сродство к электрону в действитель-
ности отрицательно относительно объема, а не поверхности [5.15].
Хотя принципы ОЭС-фотоэмиссии являются непосредственным
развитием классической теории фотоэмиссии, методика изготов-
ления приборов на их основе совершенно другая, и успешный пе-
ревод лабораторных разработок на промышленное производст-
во фотоэлектронных приборов требует очень тщательного подбо-
ра нескольких современных технологий, включая технику высоко-
го вакуума, совершенный контроль поверхности, технологию вы-
ращивания и очистки сложных полупроводниковых материалов.
Все это самые современные методики.
В этом разделе рассмотрим, во-первых, структуры с ОЭС, ра-
ботающие на отражение, из GaAs и, во-вторых, сложные слоис-
тые структуры, необходимые для работы полупрозрачного фото-
катода из GaAs. Обсудим принципы работы и общие вопросы тех-
нологии получения ОЭС-фотокатодов из GaAs. В заключение раз-
дела обсудим материалы для фотокатодов, рассчитанные на бо-
лее длинноволновую область спектра.
Важное значение фотокатодов с ОЭС определяется, по край-
153
ней мере, пятью существенными преимуществами их перед клас-
сическими: 1) увеличением квантовой эффективности в спектраль-
ных областях, в которых работают хорошие классические фо-
токатоды; 2) расширением спектральной характеристики чувстви-
тельности в ближнюю ИК область (Х>1 мкм), где внешняя кван-
товая эффективность классических фотокатодов не превышает
0,1%; 3) возможностью достижения предельно высокого разре-
шения и однородности характеристик преобразователей изобра-
жения (что обусловливается малым разбросом энергий эмитти-
руемых «холодных» электронов); 4) предельно низкими темно-
выми токами даже для элементов, чувствительных в области да-
лее 1,1 мкм; 5) возможностью достижения предельно однородной
абсолютной чувствительности во всей области спектральной ха-
рактеристики. К недостаткам относится высокая стоимость, слож-
ность изготовления, малые размеры этих фотокатодов, ограничен-
ные неоднородностью материала, и в некоторых случаях низкая
скорость фотоотклика, а также малый срок работы.
Как будет показано при обсуждении полупрозрачных фотока-
тодов из GaAs, имеется ряд трудностей, включая отбор материа-
ла с параметрами, необходимыми для реализации состояния с
ОЭС, особенно для преобразователей изображения. В результате
получается большое число вариантов по-видимому идентичных
приборов, большинство из которых — чисто промышленные, и от-
сутствуют приборы со «стандартными» характеристиками, пригод-
ные для специального применения. Ситуация подобна той, кото-
рая возникает в приборах с фотокатодом S-1, когда требуются
высокая чувствительность, малый темновой ток или достаточная
чувствительность в ИК области. Для приборов с фотокатодами
с ОЭС этот выбор еще более сложен.
Полупрозрачные фотоэмиттеры с ОЭС общего назначения, чув-
ствительные в области длин волн до 1,1 мкм, еще только разраба-
тываются. Тем не менее из сравнения спектральных и эксплуата-
ционных характеристик массивных ОЭС и классических фотоэмит-
теров следует, что приборы с ОЭС позволят получить при комнат-
ной температуре изображение в ближней ИК области спектра с
параметрами, на порядок лучшими, чем у приборов с фотокато-
дами S-1 или S-20.
5.4.2. Физические основы работы фотокатодов с ОЭС
Фотокатоды с ОЭС — это фоточувствительные полупроводни-
ки, поверхность которых обработана так, чтобы получить состоя-
ние отрицательного сродства к электрону. Это состояние достига-
ется, когда энергетический уровень электрона на дне зоны прово-
димости в объеме полупроводника выше нулевого энергетического
уровня электрона в вакууме. Следовательно, электрон, перешед-
ший вследствие возбуждения в зону проводимости в объеме (ес-
ли он движется к активированной поверхности, не рекомбинируя),
может выйти из фотокатода в вакуум.
Материалы с ОЭС отличаются от классических фотоэмиттеров
тем, что электронам в зоне проводимости не требуется избыточ-
ная тепловая энергия сверх Ес для выхода в вакуум. Это прибо-
ры с эмиссией «холодных» электронов, тогда как для классиче-
ских фотоэмиттеров с положительным сродством к электрону для
преодоления поверхностного барьера необходимы или «горячие»
электроны или туннелирование «термолизованных» электронов.
Энергетические диаграммы для фотоэмиттеров с ОЭС и класси-
ческой электронной эмиссией приведены на рис. 5.8 [5.67]. По-
казаны классический эмиттер, полупроводник с проводимостью
p-типа, обработанный для получения ОЭС, и полупроводник с
проводимостью л-типа, обработанный соответствующим образом,
но ОЭС не получено. (Детально этот рисунок будет обсужден в
следующих разделах.)
Рис. 5.8. Фотоэмиттеры: классические (а),
p-типа с ОЭС (б) и л-типа без ОЭС (а).
На всех диаграммах Ев — «поверхностная работа
выхода» — энергетическое расстояние между уров-
нем вакуума и Ес на поверхности; Хвв — край
области изгиба зон; Евв — энергия изгиба зон;
Ess — энергетический уровень поверхностных со-
стояний. Все эти величины необходимы для по-
строения энергетических диаграмм, показанных
на рисунке. Их физический смысл разъяснен в
тексте. Используя зонную картину, построенную
с использованием указанных величин, можно раз-
делить электроны на группы с энергией больше
или меньше энергии выхода. «Термолизованные»
электроны выходят из объема только в случае по-
верхности p-типа с ОЭС (см. рис б) [5 67]
л-типа без ОЭС
в)
Как показано на рис. 5.8,6, на поверхности материала с про-
водимостью p-типа, обладающего ОЭС, электроны имеют у дна
зоны проводимости энергию меньше Ев, которая необходима для
выхода в вакуум. Поверхность в значительной степени похожа на
классический фотоэмиттер с положительным сродством к элек-
трону (см. рис. 5.8,а). Однако в объеме кристалла на расстояниях,
больших Х=Хвв, энергия электрона, даже «термолизованного»
на дно зоны проводимости, превосходит энергию электрона в ва-
кууме. Это и есть условие ОЭС, и подобная ситуация не наблюда-
ется в классических эмиттерах.
Заметим, что на рис. 5.8,6 зоны вблизи поверхности изогнуты.
Этот изгиб зон в фотоэмиттере с проводимостью p-типа важен для
155
получения ОЭС, хотя и не в такой мере, как думали ранее. (В од-
ной из первых моделей; изгиб зон для GaAs- составлял 0,5 эВ
[5.68], в более поздних работах это значение уменьшено до 0,1 эВ
[5.46].) Изгиб зон позволяет «холодным» электронам из объема
преодолевать любой малый положительный барьер, который мо-
жет существовать на поверхности полупроводника, покрытой
пленкой. Как видно из рис. 5.8,6, когда величина изгиба зон Евв
превосходит высоту барьера Ев, в объеме реализуется нулевое или
отрицательное эффективное сродство, несмотря на наличие барь-
ера. Как показано на рис. 5.8,6, изгиб зон для полупроводника с
проводимостью n-типа имеет такое направление, что возникшее
поле отталкивает электроны в объем и барьер на поверхности
даже увеличивается. Так как поверхностный изгиб зон в мате-
риале с проводимостью p-типа способствует достижению ОЭС, все
эмиттеры с ОЭС представляют собой сильно легированные кри-
сталлы p-типа (см. рис. 5.8,6).
Для полного понимания явления ОЭС следует учесть, по край-
ней мере, три особенности цёзированных поверхностей: 1) в боль-
шинстве материалов с ОЭС существует конечный разрыв зоны
проводимости в гетеропереходе на поверхности раздела [5.65,
5.69]; 2) реальное значение не зависит от легирования полупро-
водника в объеме, а определяется материалом и состоянием его
поверхности; 3) энергия ЕР на поверхности полупроводника и,
следовательно, Ес на поверхности и АЕС=ЕВВ сильно зависят от
энергии локальных поверхностных состояний Ess [5.68, 5.70;
ср. 5.46]. Эти состояния скорее связаны с материалом покрытия,
чем с GaAs, и до некоторой степени не зависят от самого матери-
ала покрытия. Для поддержания во всей структуре единого зна-
чения Ев, равного энергии поверхностных состояний на границе
раздела, необходим соответствующий изгиб зон; в этом случае
говорят, что уровень Ферми зафиксирован на Ess- Эти подробно-
сти будут обсуждены ниже, одновременно с факторами, определя-
ющими изгиб зон в объеме.
Для достижения ОЭС необходим подбор покрытия, которое
бы имело малую работу выхода и создавало бы небольшой барь-
ер на границе раздела с полупроводниковым активным слоем. В
настоящее время исследовано несколько покрытий [5.49, 5.71 —
5.74], но до сих пор наилучшим из них является Cs2O [5.75] с
толщиной, примерно равной толщине монослоя, нанесенного на
предварительно осажденный слой Cs. Однако цезиевое покрытие
само по себе может активировать GaAs почти,до состояния ОЭС,
как обсуждается ниже.
5.4.3. GaAs с ОЭС
На рис. 5.9 схематически показана энергетическая диаграмма
ОЭС-структуры из GaAs [5.13]. Рис. 5.9,а иллюстрирует структу-
ру GaAs, сколотого в высоком вакууме, без поверхностных состо-
яний на границе кристалла с вакуумом. Высота барьера % на по-
верхности равна примерно 4 эВ, что при £g«1,4 эВ определяет
пороговую энергию, равную примерно 5,4 эВ для GaAs с прово-
димостью как п-, так и p-типа. (Фотоны с такой энергией погло-
щаются на глубине ~ 10-6 см от поверхности и вероятность эмис-
сии горячих электронов достаточно высока. Поэтому чистый GaAs
является фотоэмиттером для УФ области спектра. Для полупроз-
рачных эмиттеров необходимо использовать очень тонкие слои
GaAs или работать в режиме отражения. При этом «горячие»
электроны будут рождаться на расстоянии нескольких длин рас-
сеяния от поверхности.)
GaAs
Рис. 5.9. Построение зонной структуры GaAs/Cs с почти отрицательным срод-
ством к электрону:
а — зонная структура GaAs и Cs; б — GaAs, покрытый Cs с проводимостью
р- и л-типов.
В обоих частях рис 5 9,6 положение EF на поверхности зафиксировано Ess и значение
Ес и Ev на поверхности идентичны для материалов обоих типов. Сродство к электрону для
GaAs/Cs p-типа близко к нулю а для GaAs/Cs л-типа примерно равно EG=1,4 эВ. Положе-
ние Ef в объеме определяется энергией ионизации легирующей примеси, этим и определя-
ется отличие обеих частей рис. 5 9,6 (Здесь показан случай фиксирования поверхностными
состояниями уровня Ферми, в других моделях могут фиксироваться поверхностными состоя-
ниями Ес или Ev [5 13].)
На рис. 5.9,а представлена также энергетическая диаграмма
для металлического Cs, на рис. 5.9,6 — диаграммы для GaAs п- и
p-типов, покрытого монослоем Cs [5.67]. Работа выхода <р пони-
жается почти до 1,4 эВ и характерна для ионов Cs+ практиче-
ски на любом материале [5.68, 5.70]. Уровень Ферми на поверх-
ности находится вблизи ESs из-за фиксирования его поверхностны-
ми состояниями Ess~Ev-\-EG/3 [5.68], создаваемыми Cs, нахо-
дящимся на поверхности. (В другой модели энергии Ес или Еу в
гетеропереходе на границе раздела фиксируются на поверхностных
состояниях. Существует модель, в которой все детали энергетиче-
ской диаграммы определяются зонной структурой в объеме полу-
проводника.)
Уровень Ферми в материале с проводимостью p-типа лежит
вблизи потолка валентной зоны, так что Ер~Ес—EG. При этих
условиях сродство к электрону, найденное из равенства <р=х+
+ (£с—Ер), где Ес—Ep^EG, близко к нулю; х=Ф—EG =
= (1,4—1,4) эВ = 0. Следовательно, отрицательное или нулевое
сродство к электрону достигается в материале с проводимостью
157
p-типа. В материале с проводимостью n-типа EF лежит вблизи
Ес, т. е. (Ес—Ef)^Q. Следовательно, %=<р—(Ес—EF)zzy и ОЭС
не реализуется. Заметим, что в обоих случаях действительное
сродство к электрону на поверхности одно и то же, т. е. +0,5 эВ,
как это и следует из рис. 5.9.
Нулевое сродство к электрону получается из-за случайного сов-
падения значений работы выхода Cs и ширины запрещенной зо-
ны GaAs (оба равны 1,4 эВ) в том случае, когда уровень Ферми
лежит у потолка валентной зоны. Это было известно еще до изго-
товления первых ОЭС-фотокатодов из GaAs с проводимостью р-
типа. Первые фотокатоды имели квантовую эффективность при-
мерно 0,2 при энергии квантов около 2 эВ. Резкий край спектраль-
ной характеристики чувствительности при 1,4 эВ позволил
сразу же получить интегральную чувствительность примерно
500 мкА/лм—лучше, чем у классического фотокатода S-20 [5.66].
Дальнейшее снижение поверхностного барьера и некоторое
улучшение чувствительности достигается поочередной активацией
кислородом и Cs предварительно цезированной поверхности
GaAs с образованием на поверхности слоя (CsO) [5.75]. Это
приводит к количественному изменению сродства к электрону,
так как для достаточно толстого слоя Cs2O значение % падает
до 0,6 эВ (см. рис. 5.3 и штриховую кривую на рис. 5.13). Оп-
тимальная толщина покрытия в структуре материала AinBv/CsO
около 0,8 нм [5.12, 5.76—5.80]. При этой толщине сродство к
электрону (CsO) около 1,1 эВ. Интегральная чувствительность
увеличивается до 2000 мкА/лм, наибольший сигнал получен с по-
верхности 111-В кристалла GaAs ,[5.46].
Рис. 5.10. Модель гетероперехода в
GaAs/(CsO) с ОЭС.
При оптимальной толщине (CsO) работа вы-
хода его равна 1,08 эВ, что приводит к значе-
нию сродства к электрону в объеме GaAs,
равному —0,34 эВ. Разрыв в зоне проводимости,
который существует для большинства покры-
тий поверхностей соединения А В , исчезает
для плоскости 111-В GaAs. Отметим незначи-
тельный (0,1 эВ) изгиб зон, указывающий на
то, что Ess отличается от аналогичного значе-
ния при наличии пленки Cs Положение уров-
ня Ферми на поверхности зависит ^акже от
выбора плоскости активации [5 -Ц>]
Энергетическая структура фотоэмиттера GaAs/ (Cs : CsO) с
ОЭС показана на рис. 5.10 [5.46]. Заметим, что сродство к элект-
рону GaAs в этом случае на 0,3 эВ ниже, чем при активации
одним Cs, и составляет —0,3 эВ. Дальнейшее уменьшение до
—0,8 эВ может быть получено при нанесении толстого слоя
(CsO), но это не является необходимым и полезным, так как
все энергетические барьеры уже снижены.
Изгиб зон GaAs, как видно из рис. 5.10, также меньше, чем
в случае GaAs/Cs (см. рис. 5.9). Для конкретной модели струк-
туры GaAs с ОЭС, представленной на рисунке, барьер снижен
158
до 1,2 эВ (измерен от уровня Ферми) и разрыв зоны прово-
димости исчез [5.46, 5.69, 5.81]. Отрицательное сродство к элек-
трону может быть достигнуто даже без изгиба зон. На рисунке
показан слой (CsO), достаточно толстый, чтобы можно было
воспользоваться понятием зонной структуры этого слоя. Этот
рисунок, хотя и достаточно хорошо объясняет возникновение ОЭС
в GaAs, является только одной из двух основных моделей по-
верхности с ОЭС. Другая модель отличается существенно боль-
шим изгибом зон и деталями структуры гетероперехода. Для по-
нимания механизма образования ОЭС в других ИК-фотоэмитте-
рах детально рассмотрим две современные и раннюю упрощенную
модели.
5.4.4. Модель поверхности с ОЭС
Модели гетероперехода и поверхностных диполей. Процессы,
происходящие в фотоэмиттерах с ОЭС, так же как и в класси-
ческих эмиттерах, имеют два этапа, а именно: 1) внутренний
фотоэффект (возбуждение электронов в активной области при
фотопоглощении и перенос носителей к поверхности); 2) выход
электронов в вакуум. Первый этап включает в себя генерацию
фотоэлектронов и их «остывание», а также преимущественно диф-
фузионное движение к поверхности в область изгиба зон. Точный
анализ процесса переноса в области поверхностного барьера за-
труднен, во-первых, из-за зависимости явлений переноса в об-
ласти изгиба зон от поля; во-вторых, из-за рассеяния «горячих»
электронов, которое изменяет энергетическое распределение элек-
тронов между объемом и поверхностным барьером; в-третьих,
из-за трудностей моделирования самого барьера и трактовки энер-
гетически зависимого выхода электрона через или сквозь барьер;
в-четвертых, из-за возможной зависимости от поля переноса «го-
рячих» электронов через поверхностный слой; в-пятых, из-за пе-
реноса через возможный второй барьер на поверхности этого
слоя.
Существует простая оригинальная модель для предсказания и
вычисления квантовой эффективности фотокатодов с ОЭС. Она
содержит определение диффузионного фототока из объема к точ-
ке Х=Хвв (см. рис. 5.8) и умножение этого тока на вероятность
выхода (определяемую экспериментально). Так как при условии,
что %^0, вероятность выхода близка к единице, в этой модели
получаем спектральную кривую фотоэмиссии, подобную кривой
поглощения GaAs [5.47, 5.66, 5.67].
Две более сложные модели фотоэмиттеров с ОЭС являются
дальнейшим развитием простой модели. Они адекватны простой
модели в объеме полупроводника и отличаются в трактовке про-
цессов за краем области изгиба зон ХВв- В одной модели [5.49,
5.67, 5.73, 5.81—5.85] к границе раздела GaAs/CsO относят ко-
нечный энергетический барьер, определяемый экспериментально.
Электроны (распределенные по Больцману) с одним и тем же
4Б9
коэффициентом потерь (1—Твв) поступают к границе раздела.
Ток на выходе вычисляют, определяя число носителей с энергией,
большей, чем высота барьера, и умножая эту величину на сред-
ний коэффициент переноса Твв- Прохождение через поверхностный
слой определяется своим коэффициентом переноса (TabsTbv).
Предполагают, что все усредненные значения коэффициентов пе-
реноса не зависят от энергии.
В этой модели гетероперехода (рис. 5.11) предполагается, что
слой (CsO) обладает свойствами объемного CsjO с его энерге-
тической структурой, состояниями дефектов («10*9 доноров с
Рис. 5.11. Ограничения, епре-
деляющие квантовую эффек-
тивность в модели гетеропе-
рехода:
R — коэффициент оптического от-
ражения; Твв — коэффициент пере-
носа через область изгиба зон;
TBS — аналогичный фактор для
барьера на поверхности полупровод-
ника; Жва — параметр, учитываю-
щий поглощение электронов в слое
(CsO), TBV — потери на границе по-
верхность — вакуум (обычно несу*
щественные) [5 82]
энергией на 0,25 эВ ниже Ес) и сродством к электрону. На гра-
нице раздела слой (СэО)/вакуум возникает второй барьер (им
обычно пренебрегают), который учитывают введением коэффи-
циента переноса TBv- Наиболее важный барьер на границе раз-
дела GaAs/(CsO) трактуется как обычный гетеропереход, вопреки
очень малой толщине слоя (CsO) (аморфного, толщиной 0,5...
...0,8 нм [5.76—5.80]), однако этот гетеропереход имеет разрыв
зон в том месте, где соединяются зоны проводимости [5.49, 5.65,
5.69, 5.86]. (Этот барьер, а не сама концепция ОЭС, ограничивает
квантовую эффективность фотокатодов с ОЭС.) Несколько упро-
щенная схема гетероперехода показана на рис. 5.10.
Вторая модель аналогична первой, но барьер на границе раз-
дела полупроводник—поверхностный слой меньше и шире. Эта
модель показана на рис. 5.12 [5.12, 5.15, 5.87, 5.88]. Здесь ко-
эффициент переноса через область изгиба зон Твв (см. рис. 5.11)
зависит от энергии и его находят с учетом параметров рассеяния
«горячих» электронов. Вероятность выхода электронов с резуль-
тирующим гауссовским распределением (скорее чем с больцма-
новским) вычисляется с учетом как туннелирования, так и пере-
хода через барьер в результате термического возбуждения. В этой
модели «поверхностных диполей» Cs и О рассматриваются как
сложный слой заряженных ионов, который определяет появление
энергетического барьера для электронов, высоту и ширину к®-
160
торого находят экспериментально. В этом случае отсутствуют
коэффициент TAbs и второй барьер на границе с вакуумом; влия-
ние этого поверхностного слоя определяется широким барьером,
создаваемым ионами на поверхности полупроводника. Для этой
модели более приемлем треугольный потенциальный барьер (по-
казанный сплошной линией на рис. 5.12), однако для упрощения
вычислений используют прямоугольный барьер с соответствующи-
ми своими параметрами. На рисунке численные значения приве-
дены для GaAs; отметим их подобие значениям, приведенным на
рис. 5.10.
Рис. 5.12. Модель ОЭС-фотоэмиттера с поверхностными диполями:
а — физическая модель, б — зонная структура.
При анализе пренебрегают высоким, но узким пиком (/) и для упрощения вычислений за*
меняют треугольный барьер прямоугольным (2). Потенциал после сравнения с эксперимен-
тальными данными выбирается равным 1,25 эВ; значение работы выхода для Sa As, покры-
того Cs и (CsO), хорошо совпадает с результатами модели гетероперехода. (В данной модели
нулевой потенциал совпадает с энергией уровня Ферми в объеме.) [5.12]
В модели гетероперехода значение изгиба зон зависит от крис-
таллографической плоскости, уменьшаясь до 0,1 эВ на поверхности
111-В (см. рис. 5.10). В модели поверхностных диполей вычислен-
ный изгиб зон примерно одинаков для всех поверхностей и равен
значению, полученному для GaAs—Cs, т. е. «0,5 эВ. Высоты барь-
еров тем не менее сравнимы. Значения квантовой эффективности;
вычисляемые по обеим моделям, практически одинаковы. Она по-
стоянна в области энергий фотонов, превышающих ширину запре-
щенной зоны. Для GaAs различие этих двух моделей несуществен-
но, так как почти все электроны достигают области изгиба зон с
энергией, большей высоты барьера в каждой из этих моделей. По-
этому вероятность выхода высока (до 0,5) несмотря на разрыв в
зоне проводимости (см. рис. 5.11 или 5.12).
5.4.5. Изготовление и оптимизация ОЭС-фотокатодов из GaAs,
работающих на отражение и на пропускание
Прежде чем рассмотреть другие возможные ИК-фотоэмиттеры
с ОЭС, работающие на отражение и на пропускание, обсудим во-
просы изготовления GaAs с ОЭС и общие факторы, влияющие на
6—74 161
оптимизацию массивных фотокатодов (работающих на отражение)
[5.46, 5.47, 5.83, 5.89—5.91], и дополнительные ограничения, возни-
кающие при производстве полупрозрачных фотоэмиттеров |[5.14,
•5.15, 5.89, 5.91, 5.92—5.96].
Получение поверхности GaAs с ОЭС. Для получения GaAs с
'ОЭС необходимы операции очистки и активирования цезием \[5.97].
Все операции выполняются после обезгаживания в условиях сверх-
высокого вакуума (в отсутствие кислорода).
Очистка осуществляется нагревом до температуры около 600° С
до тех пор, пока не испарится поверхностное загрязнение. В раз-
борных лабораторных системах часто используется дополнительная
очистка поверхности бомбардировкой пучком ионов. Активирова-
ние поверхности ухудшается при наличии 0,1 монослоя загрязне-
ний {5.98]. Активирование поверхности заключается в по-
переменном нанесении монослоев Cs и О до тех пор, пока не бу-
дет достигнут максимум сигнала фотоэмиссии. Поверхностная ра-
бота выхода непрерывно уменьшается при увеличении толщины
покрытия (CsO), однако получение большого отрицательного
сродства не является самоцелью: в случае GaAs эффективность
эмиссии начинает уменьшаться при толщине слоя CS2O, большей
оптимальной (примерно 1—2 монослоя), из-за увеличивающихся
потерь электронов в толстом слое (значение Tabs, указанное на
рис. 5.11, уменьшается).
Возможность достижения оптимума иллюстрирует рис. 5.13, на
котором представлена зависимость работы выхода (штриховая
линия), достигающей 0,6 эВ для очень толстых слоев, и вероятно-
Рис. 5.13. Зависимости
работы выхода (р (штри-
ховая линия) и вероят-
ности выхода с поверх-
ности (сплошная линия)
из X и Г зон проводи-
мости GaAs от толщи
ны покрытия (CsO)
[5.47]
сти выхода из Г и X зон проводимости GaAs от толщины (CsO)
[5.47]. Как было уже отмечено, в плоскости 111-В GaAs вероят-
ность выхода наибольшая [5.46] и барьер наименьший. (Активиро-
вание других соединений типа AHIBV проводится аналогично, хотя
необходимы более толстые слои (CsO) [5.80] для понижения барь-
еров [5.81, 5.82].)
Отбор материалов для фотоэмиттеров, работающих на отраже-
ние. Для достижения высокой квантовой эффективности в GaAs
с ОЭС необходим материал с определенными параметрами. Очень
162
важным параметром является диффузионная длина LD, которая
должна быть равна по крайней мере 1 ... 2 мкм для получения
эффективной эмиссии. Можно показать, что упрощенное выраже-
ние для квантового выхода У непрозрачного (освещаемого с фрон-
та) фотокатода (см. рис. 5.11) можно записать как У~Р(1—
—J?)/[l+(oLd)-1]. Здесь R — полные потери на отражение, Р —
вероятность выхода (прохождения) электрона, появившегося на
границе области изгиба зон, а — коэффициент поглощения (1/а
составляет около 1 мкм для GaAs, если hv больше Eg). Для дости-
жения высокого квантового выхода необходимо увеличивать произ-
ведение aLD и поэтому должно быть равно, по крайней мере,
1 мкм. Большая диффузионная длина подразумевает высокое ка-
чество кристалла, которое достигается для легированных кремния
и германия [5.71, 5.99] и GaAs, легированного цинком |[5.47].
Второй важный параметр — степень легирования примесями
p-типа 1[5.46, 5.90]. Вероятность выхода Р включает в себя коэф-
фициент переноса «горячих» электронов через область изгиба зон
Твв- Любое рассеяние электронов с уменьшением энергии до зна-
чения высоты ниже барьера приводит к потерям. Длина рассеяния
«горячих» электронов в GaAs равна 4 нм, и поэтому область изги-
ба зон должна иметь сравнимые с этим значением размеры. Дли-
на области изгиба зон равна Лв~3,5 [AV/(Xa/1020)]1/2 нм, где AV —
изгиб зоны, эВ. Поэтому желательно сильное легирование
порядка 5-1019см~3 при изгибе зон AV~0,5 эВ. В то же вре-
мя высокая степень легирования приводит к уменьшению вре-
мени жизни т носителей, обусловленного рекомбинацией электро-
на из зоны проводимости с дыркой на акцепторе, где т~7Уа-1.
Обычно выбирают промежуточный случай: ... 10-1018 см^3.
Меньшие значения используют тогда, когда AV<C0,5 эВ, как, на-
пример, на поверхности 111-В GaAs [5.46].
Материалы и изготовление полупрозрачных фотокатодов. Под-
ложка. Для массивных фотокатодов определяющими параметрами
подложки являются Ld и Na. Для полупрозрачных фотокатодов
важны и другие параметры ’[5.14, 5.15, 5.89, 5.91—5.96]. Наиболее
очевидный — это толщина активной области. Для очень толстой
поглощающей области большинство электронов будет генериро-
ваться вблизи неэмиттирующей поверхности и свободные электро-
ны не будут эффективно поступать к активированной поверхности1.
Для слишком тонкой активной области поглощение неэффективно
и большинство падающих фотонов пройдет сквозь фотокатод. В
обоих случаях квантовая эффективность низка. (Это справедливо,
конечно, и для классических катодов.)
Оптимальная толщина определяется скорее параметрами LD,
чем а, и обычно равна 0,75... 1,5 LD. (Если оптимизация имеет
смысл вблизи края спектральной характеристики чувствительности,
где а мало, то толщина несколько увеличивается.) [5.95]. Так как
это величина порядка 1 ... 2 мкм, a GaAs является хрупким мате-
риалом, то использование активного слоя без подложки возможна
лишь в приборах с очень малой фоточувствительной площадью.
6 163.
Следовательно, между входным окном прибора и фоточувстви-
тельным слоем должна находиться подложка. Это приводит к до-
полнительным потерям в полупрозрачном фотокатоде — фотонов в
подложке и электронов на границе раздела подложка — активный
слой. Подложка должна выбираться из условия минимума потерь.
Напыление GaAs на стеклянную подложку, как это делается
для классических фотокатодов, исключается, так как для получе-
ния больших диффузионных длин необходимо высокое совершенст-
во кристаллической решетки. Исследовалась технология нанесения
GaAs на сапфир или стекло (включая SiO2), но за исключением
данных, приведенных в [5.100], результаты неудовлетворительны
[5.96, 1.101, 5.102]. Более успешны были попытки выращивания
GaAs на подложках из других соединений AHIBV с большей шири-
ной запрещенной зоны. Такая подложка ограничивает спектраль-
ную характеристику чувствительности со стороны коротких волн;
выше частоты отсечки излучение поглощается подложкой, и по-
этому желательны подложки с возможно большей шириной запре-
щенной зоны.
Трудности возникают при согласовании постоянных решеток
подложки и GaAs i[5.14, 5.15, 5.93 — 5.95, 5.103, 5.104] и выборе со-
ответствующего материала, технология которого была бы хорошо
отработана для получения пластин большого размера. К счастью,
в большинстве случаев требуемая технология существует благода-
ря аналогичным требованиям при производстве полупроводнико-
вых гетеролазеров.
Согласование постоянных решеток необходимо как для умень-
Рис, 5.14. Ширина запрещенной зоны и постоянная решетки для бинарных
(точки), тройных (соединительные линии) и четверных (область между линия-
ми) полупроводниковых соединений AnIBv. Изломы линий для GaAsP и
InGaP указывают на переход от непрямой к прямой структуре зон [5.15]
164
шения структурных дефектов в выращиваемом слое GaAs, так и
для ограничения рекомбинации на границе раздела между подлож-
кой и слоем GaAs. Дефекты появляются из-за напряжений, возни-
кающих при изменении межатомнрго расстояния между двумя ма-
териалами. Обычно плотность дефектов равна плотности оборван-
ных связей, обусловленной разницей постоянных решеток. Дисло-
кации, «прорастающие из подложки», не существенны для доста-
точно толстых слоев, для фотоэмиттеров необходимо выращивать
тонкий слой и поэтому большое рассогласование постоянных ре-
шеток может привести к прорастанию дислокаций несоответствия
к поверхности. Это приведет к уменьшению коэффициента диффу-
зии в объеме и отразится на совершенстве поверхности.
На рис. 5.14 показаны параметры решетки ао и ширина запре-
щенной зоны EG наиболее важных материалов типа AniBv [5.15].
Бинарные соединения указаны точками. Соединяющие их линии
обозначают тройные соединения; ширина их запрещенной зоны и
постоянные решетки имеют промежуточные значения относительно
граничных соединений — примерно пропорциональны процентному
содержанию бинарного соединения в тройном (см., например,
[5.105, 5.106]). Область, заключенная между линиями тройных со-
единений, представляет собой область существования четверного
полупроводника InGaAsP*), который имеет непрерывно изменяю-
щиеся Eg и ао при замене In на Ga и As на Р [5.107—5.109].
Очевиден выбор AlAs в качестве подложки для GaAs — это
один из наиболее широкозонных материалов в группе и разница
постоянных решеток для него и GaAs составляет 0,1%. К сожале-
нию, требуемого качества пластин AlAs получить не удалось, по-
этому его (или промежуточное тройное соединение AlGaAs) обыч-
но выращивают на более подходящей подложке, а затем выращи-
вают слой GaAs. Соединения с алюминием выращивать трудно
из-за образования окиси алюминия и высокой плотности дефек-
тов, возникающих на поверхности кристалла [5.104]. Исходя из
этого, лучшей подложкой следует признать GaP. При этом полу-
чается плохое согласование решеток, но имеются качественные
пластины необходимых размеров. Согласования решеток часто до-
биваются наращиванием промежуточного слоя GaAsP или GaAlAs.
На рис. 5.15 приведен пример фотокатода GaP/GaAlAs/GaAs, ра-
ботающего на пропускание, и его спектральная характеристика
чувствительности как в режиме пропускания, так и в режиме от-
ражения ;[5.110]. Ограничение спектральной характеристики в об-
ласти энергий порядка 2 эВ при работе фотокатода на пропуска-
ние обусловлено поглощением в GaP.
Фотокатоды из GaAs, работающие на пропускание, модели и
характеристики. Для моделирования этих довольно сложных мно-
гослойных фотокатодов некоторыми авторами выведены соотноше-
* Такое обозначение приводится для краткости. В действительности подра-
зумевается InxGai-xAStfPi-v.
165
ния или предложены алгоритмы вычисления спектральной зависи-
мости квантовой эффективности таких структур.
Результаты одного из вычислений сплошной линией нанесены
на рис. 5.15 [5.110]. Дополнительное семейство кривых и точные
решения даны в работах {5.14, 5.15, 5.89, 5.92, 5.93, 5.95, 5.96,
5.101, 5.104, 5.110]. При всех решениях указывается на важность
Рис, 5.15. Пример квантовой эффективности многослойного фотокатода из
GaAs, работающего на пропускание. Подложка из GaP с промежуточным сло-
ем GaAlAs, выращенным под активным слоем GaAs [5.110]:
-----теоретические данные; О, ч-экспериментальные данные соответственно в режи-
мах отражения и пропускания
низкой скорости рекомбинации на границе раздела подложка —
активный слой и согласования параметров решетки. Показано, что
вблизи красной границы квантовая эффективность фотокатодов,
работающих на пропускание, может быть выше, чем фотокатодов,
работающих на отражение, из-за дополнительного отражения на
границе кристалл — вакуум [5.95]. Предложены варианты «опти-
мальной» структуры, все они в общих чертах подобны описанной
выше.
Фотокатоды изготовлены на буферных слоях AlGaAs ,[5.95,
5.100, 5.104, 5.110 — 5.114], GaAsP [5.94, 5.95, 5.115, 5.116] и
InGaP [5.103]. При этом варьируются [5.14, 5.15]: 1) точный со-
став Al.vGaj_.vAs или GaAsxPi-я (где х—молярная доля первого
бинарного соединения, 1—х — второго); 2) метод выращивания
(жидкостная, газовая или гибридная эпитаксия); 3) толщина раз-
личных слоев и степень их легирования; 4) последовательность
выращивания слоев; 5) материал исходной подложки и удаление
(или нет) после выращивания промежуточных и активных слоев.
Следующий вариант — использование промежуточного слоя с гра-
диентом состава. Градиент состава уменьшает степень рассогласо-
вания решеток и вводит электрическое поле, которое способствует
166
направленному движению генерированных в слое GaAs электронов
к эмиттирующей поверхности [5.95].
Существующие методы получения дают сравнимые результаты.
Эти результаты имеют предварительный характер и следует ожи-
дать их дальнейшего улучшения. Наивысшая интегральная чувст-
вительность (400 мкА/лм) достигнута на AlGaAs <[5.110]. Область
чувствительности с данными подложками лежит в пределах 600...
... 900 нм. Качество первых приборов определялось поверхностными
дефектами. Улучшение его достигнуто при выращивании в бескис-
лородной печи ^[5.100] с дальнейшей катодной приваркой к стек-
лянной подложке. Высокая чувствительность — 390 мкА/лм — по-
казывает, что ограничения, связанные с качеством подложки
AlGaAs, не существенны. Чувствительность приборов на подложке
InGaP составляла также около 390 мкА/лм i[5.103] с коротковол-
новой границей порядка 500... 650 нм. Чувствительности приборов
с промежуточным слоем GaAsP чуть ниже (300... 350 мкА/лм) с
границей 650 нм /[5.94, 5.115]. Из всех этих материалов получают
пластины высокого качества.
Чувствительность катодов, работающих на пропускание, при-
мерно в 5 раз ниже, чем лучший результат в режиме отражения:
~2000 мкА/лм для GaAs. В работе )[5.92] показано, что результа-
ты в режиме отражения почти достигли теоретического предела
2400 мкА/лм; для достижения предела для фотокатодов, работаю-
щих на пропускание (1200 мкА/лм), необходимо улучшить чувстви-
тельность почти в 3 раза. Несмотря на несовершенства и техноло-
гические трудности изготовления фотокатодов из GaAs, работаю-
щих на пропускание реалыю [5.116].
5.4.6. Другие фотокатоды с ОЭС
В предыдущих разделах детально рассмотрен GaAs, так как
это наиболее изученный (за исключением кремния с ОЭС) и наи-
более широко применяемый ИК-фотоэмиттер и так как хорошо от-
работанная его технология может служить основой для расшире-
ния применения фотоэмиттеров с ОЭС на ИК-область при исполь-
зовании более узкозонных материалов. Такие работы начаты для
InP ([5.117], InSbP ([5.82], GaAsSb [5.81, 5.82, 5.93, 5.105, 5.118],
InGaAs [5.12, 5.14, 5.15, 5.74, 5.88, 5.94, 5.119—5.122], InAsP
[5.78 — 5.80, 5.82 — 5.84, 5.95 — 5.106] и InGaAsP [5.95, 5.107 —
5.109, 5.123, 5.124]. Работы по более широкозонным эмиттерам ве-
дутся в основном на GaAsP [5.125].
Теоретические модели, разработанные для GaAs, справедливы
и для этих материалов. Обе основные модели, описанные выше,
используются для определения спектральной чувствительности
тройных и четверных соединений типа AHIBV различного состава.
Обе модели дают близкие результаты, вероятно благодаря исполь-
зованию экспериментальных данных для подгонки теоретических
параметров барьера.
Главный вывод, следующий из анализа обеих моделей, — это
167
неутешительное заключение, что сродство к электрону на поверх-
ности, которое может быть снижено до 0,6 эВ, не является доста-
точным критерием эффективности фотокатодов с ОЭС из узкозон-
ных полупроводников (EG=l,2... 0,6 эВ) [5.81, 5.82]. В одной
модели это происходит в результате постоянства (1,1 эВ) высоты
барьера гетероперехода [5.69]; в другой — ограничения возникают
из-за исчезающе малой вероятности туннелирования электронов с
малой энергией через ионный барьер, который остается таким же,
как в GaAs [5.12]. В любой модели этот межслоевой барьер вы-
сотой 1,1... 1,2 эВ ограничивает чувствительность при длинах волн
больше 1,1 мкм для любого материала. Хотя чувствительность по-
лучают в более длинноволновой области, однако квантовая эффек-
тивность (даже при Av>l,4 эВ) непрерывно падает по мере того,
как значение Ев приближается к высоте барьера и становится
меньше ее. Для получения наибольшего отклика необходимо, что-
бы ширина запрещенной зоны активного слоя была не меньше,
чем необходимо для получения фотопоглощения на самой длинно-
волновой интересующей нас границе. В противном случае при лю-
бой энергии квантовая эффективность будет намного меньше, чем
при использовании материала с большим значением EG.
Снижение квантовой эффективности при расширении спектраль-
ной характеристики чувствительности в длинноволновую сторону
(уменьшением EG) иллюстрирует на рис. 5.16 пересечение кривых
квантовой эффективности для некоторых составов твердого раство-
ра InGaAs. Хотя уменьшение ширины запрещенной зоны позволяет
сместить чувствительность в область длин волн более 1,1 мкм,
уменьшение сигнала будет проис-
ходить при всех энергиях выше
пороговой. Поэтому нет катодов,
которые бы имели одновременно
и длинноволновую границу чув-
ствительности и высокую эффек-
тивность.
Длина волны фотона X, мкм
Рис. 5.16. Спектральные зави-
симости квантовой эффектив-
ности для трех различных со-
ставов In GaAs, включая
GaAs. Видно, что со сдвигом
порога в ИК область кванто-
вая эффективность уменьшает-
ся при всех энергиях. Приве-
дена также для справки кван-
товая эффективность фотока-
тода S-1 (AgCsO) [5.15]
Снижение чувствительности в узкозонных фотоэмиттерах с ОЭС
иллюстрирует рис. 5.17, где приведена вероятность выхода вблизи
порога в зависимости от ширины запрещенной зоны для некоторых
составов InGaAs [5.12, 5.82]. Отметим наличие «колена» на каж-
дой кривой вблизи энергии барьера 1,1 ... 1,25 эВ.
168
В соединениях III — V групп наилучшая чувствительность в
различных областях получена на четверном соединении InGaAsP
[5.123]. Эти материалы имеют низкие барьеры на поверхности, ха-
рактерные для InAsP (см. рис. 5.17), сравнительно большую диф-
фузионную длину (примерно как в InP), в них отсутствует А1, ко-
эффициент поглощения так же высок, как у InP, и в них возможен
широкий набор значений Eg и ао. Граничные тройные соединения
InAsP [5.83J и InGaAs [5.12] имеют худшие показатели.
1Q" "I---1----!---1----1----1----1---
0,7 0,8 0,9 1,0 1,1 1,2 1,3 1,4
Ширина запрещенной зоны Eq , эВ
а)
Рис. 5.17. Зависимости вероятности выхода электронов с поверхности от ши-
рины запрещенной зоны и типа соединения:
а —для семейства InGaAs [5.12] и б—для других семейств соединений
AniBv[6.82], Для InGaAs показано влияние концентрации акцепторов. Бро-
сается в глаза быстрое уменьшение квантовой эффективности для материалов
с шириной запрещенной зоны, меньшей высоты барьера
В настоящее время усилия направлены на разработку ИК-при-
боров с максимальным откликом на длине волны: 1) 850 нм — для
приема излучения с энергией, несколько меньшей, чем Eg у GaAs,
и 2) 1,06 мкм — для использования в системах с Nd : YAG-лазера-
ми. Для области 850 нм исследованы InP,. InAsP, InGaAs и
GaAlSb. Технология изготовления аналогична технологии для
GaAs, включая выращивание активного слоя на промежуточной
подложке. Получены хорошие результаты даже при работе на-про-
пускание (см., например, [5.94]).
Для длины волны 1,06 мкм при комнатной температуре получе-
на квантовая эффективность 5,4% [5.107] на InAsP и около 3%
на InGaAs [5.14]. Максимальная эффективность 9% получена на
InGaAsP [5.123], это лучше, чем результат (7,6%), полученный
[5.124] на фотокатоде, охлажденном до —90° С (рис. 5.18). Эти
значения на два порядка выше, чем у фотокатода S-1, хотя спад
спектральной характеристики чувствительности у фотокатода S-1
169
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
0,1
*7 Р^0'08
7'55%0,06
0,04
0,02
0,01
0,008
0,006
0,004
0,002
более плавный. (Это несущественно при регистрации лазерного
излучения с длиной волны 1,06 мкм.) Работающие на отражение
фотокатоды с ОЭС могут превосходить по параметрам классиче-
ские приборы до длин волн более 1,6 мкм.
Дальнейшее повышение эффективности или снижение пороговой
энергии ИК-фотоэмиттеров с ОЭС требует для активирования раз-
работки материала, лучшего, чем (CsO) ^[5.13, 5.65, 5.73, 5.85], мо-
жет быть даже с более высоким сродством к электрону в объеме,
но с меньшим барьером на поверхности (например, 0,8 эВ). Со-
гласно модели с гетеропереходом это должен быть материал с про-
водимостью n-типа для полного
использования малого сродства к
электрону. (Для покрытия с про-
водимостью p-типа, такого как
CssSb с %~ 0,45 эВ, эффективное
значение % вблизи подложки уве-
личивается на величину EG по-
крытия (см. Ef на рис. 5.11), что
приводит к высокому эффективно-
му сродству к электрону, несмот-
ря на малое %, например для
CsaSb [5.13].) Положение макси-
мума плотности поверхностных
состояний и высоту барьера гете-
роперехода предсказать трудно,
так что поиск лучшего покрытия
требует больших усилий при экс-
периментальных исследованиях.
Для ИК-фотокатодов с ОЭС
можно сделать следующие выво-
ды: 1) квантовая эффективность
в ПК области определяется ско-
рее высотой межслоевого барье-
ра, чем сродством к электрону
слоя покрытия; 2) хотя эти фо-
тоэмиттеры и относятся к классу фотоэмиттеров с ОЭС, для чувст-
вительности вблизи пороговой энергии это не так — там наблюдае-
мые эффекты связаны с малым положительным сродством к элек-
трону; 3) в настоящее время отсутствует ясность в перспективности
различных конкурирующих направлений создания фотокатодов с
O3G [5.12, 5.59].
Энергия фотона, эВ
Рис. 5.18. Спектральные характери-
стики чувствительности фотоэмит-
теров из In GaAs Р, работающих при
комнатной температуре и охлажде-
нии. Фотоэмиттер имеет высокую
чувствительность в режиме отраже-
ния на длине волны 1,06 мкм ,[5.124]
5.4.7. Кремний с ОЭС
Одним из первых материалов, активированных до ОЭС, был
кремний, который, имея ширину запрещенной зоны, позволяющую
регистрировать излучение с длиной волны 1,1 мкм, казалось, по-
давал большие надежды для использования в ИК-приборах [5.50].
Несмотря на малый коэффициент поглощения (из-за непрямозон-
170
ной структуры) Si с ОЭС имел большую квантовую эффектив-
ность, сравнимую в области 1 мкм с эффективностью InGaAs,
благодаря предельно большим глубинам выхода электронов (боль-
шим временам жизни) {5.11J. Однако Si имеет один существенный
недостаток — очень высокий термоэлектронный темновой ток, по-
рядка 10-9 А/см2 — при комнатной температуре [5.126]. Это на
один — два порядка выше темнового тока катода S-1 и на 5—7
порядков выше темновых токов других классических или ОЭС-
эмиттеров (см. ниже). Одинаковый ток эмиссии из кремния с про-
водимостью как п-, так и p-типа, свидетельствует, что этот ток пол-
ностью определяется свойствами поверхности.
Активирование Si до ОЭС — процесс более сложный, чем акти-
вирование соединений AinBv. Технология активирования та же,
что и для соединений AinBv, но слои получаются аморфные и раз-
ной толщины, в то время как слой Si/(CsO) должен быть совер-
шенным как по структуре, так и по химическому составу. Для по-
лучения ОЭС в Si необходимо нанести монослой CsO так, чтобы
атомы Cs находились на вершине «плато» из четырех атомов Si,
а атомы кислорода — во «впадинах» ниже атомов Si и образовы-
вали подрешетку под структурой Si/Cs [5.30, 5.31]. Активирова-
нию поддается только плоскость (100) и уже при 0,1 %-ном за-
грязнении поверхности состояние с ОЭС исчезает [5.72].
Активированный Si исследован не только как фотоэмиттер
[5.127]. Изготовлялись также диноды для умножения вторичных
электронов [5.128] и катод для получения холодной электронной
эмиссии । [5.129]. Физическая прочность тонких Si-структур и пре-
дельно высокий коэффициент умножения в Si-динодах чрезвычайно
выгодны для короткофокусных электронно-оптических преобразо-
вателей, но большой темновой ток и в некоторых случаях малое
быстродействие не допускают широкого применения, по крайней
мере при комнатных температурах.
В охлаждаемых приборах с кремниевым ОЭС-катодом использу-
ют планарный диод, смещенный для инжекции электронов из под-
ложки с проводимостью n-типа в поверхностный ОЭС-слой с про-
водимостью p-типа. Демонстрировались другие холодные катоды
иной конструкции из соединений III—V групп '[5.130—5.132].
Эффективные эмиттеры этого типа перспективны для замены
горячих (термоэлектронных) катодов в приборах, чувствительных в
ИК области и работающих в условиях низкой освещенности, для
которых желателен малый разброс энергий электронов. Однако
жесткие требования к степени загрязнения вместе с ограничениями
на плотность эмиссионного тока, а также проблема быстрой дегра-
дации до сих пор ограничивают практическое использование таких
приборов.
5.5. ФОТОЭМИССИОННЫЕ ПРИБОРЫ.
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЙ умножитель
5.5.1. Введение
Фотоэмиссионный приемник включает в себя кроме фотоэмитте-
ра детектор электронов, усилительные каскады и внешний элект-
ронный тракт. В предыдущем разделе был обсужден лишь фотока-
тодный узел фотоприемника, так как квантовая эффективность, од-
нородность по спектру и спектральный диапазон являются основ-
ными факторами, ограничивающими характеристики прибора в це-
лом. В последние годы достигнуты очень большие успехи в созда-
нии эффективных фотокатодов.
Рассмотрим и некоторые другие параметры прибора ,[5.133,
5.134]. Они характеризуют частично фотокатодную, частично элект-
родную части фотоэмиссионного прибора: например, темновой ток и
пороговый поток (NEP) частично обусловлены свойствами фотока-
тода и частично конструкцией прибора.
Большинство особенно важных характеристик, кроме темнового
тока, определяются в основном процессом внутреннего умножения.
Значение выходного тока, усиление сигнала, ширина полосы частот,
время нарастания фотоотклика, коэффициент шума — все зависит
от материала динода и конструкции прибора, включая, естественно,
и число динодов.
В этом параграфе рассмотрим усиленный темновой ток, выбор
материала для динодов и конструкции умножителя для оптимиза-
ции быстродействия и усиления. Другие характеристики прибора,
такие как напряжения на динодах, качество обработки и геометри-
ческие размеры прекрасно описаны в литературе [5.2, 5.3 и, напри-
мер, 5.135—5.138]. Закончим главу сравнением спектральных ха-
рактеристик чувствительности классических и ОЭС-приборов.
5.5.2. Темновой ток фотокатода
Исходные предположения. Можно построить модель термоэлек-
тронной эмиссии твердого тела (темновой ток фотокатода) для
всех случаев классических и ОЭС-фотоэмиттеров <[5.139, 5.140].
Однако для точного описания необходимо знание большого числа
деталей. В упрощенной форме можно рассмотреть простейший слу-
чай вещества как совершенного источника электронов (электрон-
ное «черное тело»). В этой модели все электроны,^термически воз-
бужденные-в состоянии с энергией выше потенциального барьера
на поверхности (определяемого работой выхода или сродством к
электрону), испускаются фотокатодом и на место каждого испу-
щенного электрона мгновенно из объема приходит другой. Это и
есть модель Ричардсона, которая достаточно хорошо применима к
металлам. Темновой ток, полученный на основе этой модели, явля-
ется верхним пределом для реального тока прибора.
При рассмотрении полупроводника можно предположить, что
172
место любого термически возбужденного и эмиттированного элект-
рона заполняется не мгновенно из-за необходимости диффузии из
объема. Темновой ток в этой модели существенно ниже, чем ток
эмиссии из совершенного металла, и вычисление его значительно
сложнее, чем в модели Ричардсона. Для любого реального фотока-
тода никакая модель, даже с учетом вероятности выхода, отличной
от единицы («серое тело»), полностью не адекватна. Это обуслов-
лено: 1) наличием поверхностных состояний в запрещенной зоне
полупроводника; 2) состояниями в слое покрытия; 3) изменением
работы выхода на поверхности; 4) изгибом зон в подложке с про-
водимостью p-типа. Эмиссия электронов из слегка инвертированной
«-области вблизи поверхности более вероятна, чем эмиссия из объ-
ема.
Темновой ток. Для эмиттеров с длинноволновой границей при
энергии 1,4 эВ будь то S-20 или GaAs с ОЭС, экспериментально
измеренная плотность тока эмиссии составляет 10~15... 10-16 А/см2
при комнатной температуре [5.52]; для GaAs ее значение ближе к
10-16 А/см2. Это больше, чем дает модель ограничения диффузией,
даже с учетом изгиба зон, и свидетельствует о том, что тонкий по-
верхностный слой Cs или (CsO) является дополнительным источ-
ником темнового тока [5.139]. Величину этого вклада вычислить
очень трудно из-за большого числа неизвестных параметров мате-
риала поверхностного слоя.
Плотность тока эмиссии большинства классических и ОЭС-по-
верхностей лежит в пределах 10-14... 10-16 А/см2, что свидетельст-
вует об основном вкладе поверхностной составляющей, в первом
приближении не зависящей от материала подложки. Имеется тен-
денция к увеличению тока эмиссии в более узкозонных эмиттерах,
но она не столь ярко выражена, как можно было бы ожидать, ис-
ходя из теории эмиссии над барьером. Единственным исключением
является фотокатод S-1.
В случае фотокатода S-1 из Ag/(CsO) слой (CsO), покрываю-
щий каждую частицу Ag, более толстый, чем (CsO)-покрытие
структуры с ОЭС (единицы нанометров против примерно 0,5 нм),
плотность темнового тока около 10-11 А/см2 [5.52]; такой ток мож-
но ожидать из металла с барьером на поверхности высотой около
1.1 эВ. Неясно, дает ли основной вклад эмиссия из (CsO)
или эмиссия из Ag через слой (CsO). Для фотокатода с
ОЭС из InGaAsP с длинноволновой границей 1,1 мкм, у
которого поверхностный слой намного тоньше и высота барьера на
границе раздела полупроводник — поверхностный слой порядка
1 эВ, обе составляющие дают вклад в темновой ток. Плотность
темнового тока равна 2,5-10~13 А/см2 [5.138], что существенно
меньше плотности темнового тока фотокатода S-1 и только в 6 раз
превосходит плотность темнового тока S-20 или фотокатода с
ОЭС, полученного аналогичным образом. (Другие авторы приводят
существенно меньшие значения тока эмиссии для S-20 и GaAs, но
это может быть вызвано различием в измерениях.) Поскольку
часть темнового тока обусловлена состояниями на границе разде-
173
ла, плотность которых может быть снижена оптимизацией техно-
логии активирования, в дальнейшем можно ожидать разработки
эмиттеров с ОЭС с еще меньшими темновыми токами. Поэтому от-
ношение сигнал-шум для фотокатодов с ОЭС в области длин волн
1,1 мкм может быть на 4—5 порядков больше, чем для S-1 (с уче-
том более высокой квантовой эффективности фотокатода с ОЭС).
Очевидно, что темновой ток можно уменьшить, охлаждая фото-
катод [5.19, 5.135, 5.136, 5.138, 5.141—5.144]. (Другой путь умень-
шения темнового тока — уменьшение действительных или эффек-
тивных размеров эмиттирующей поверхности; в последнем случае
используются магнитные линзы.) Большинство классических фо-
тоэмиттеров при охлаждении до —20° С эмиттируют порядка деся-
ти электронов в секунду с 1 см2. Низкие температуры необходимы
для эмиттеров с ОЭС (—80° С) и S-1 (—200° С). Допустимое ох-
лаждение определяется механическими напряжениями, токами
утечки и влиянием помех, вызываемых частицами с большой энер-
гией. К тому же охлаждение приводит к увеличению сопротивле-
ния активного слоя большинства классических приборов. Увеличе-
ние сопротивления вызывает появление поперечной разности по-
тенциалов на катоде, что, в свою очередь, сказывается на простран-
ственной однородности эмиссии. В двух «классических» материа-
лах, (KCsSb) и (CsSb), уровень Ферми фиксируют глубокие уров-
ни (см. рис. 5.5), что обеспечивает высокое сопротивление актив-
ного слоя [5.55] при любых температурах. Это ограничивает до-
стижимый ток [5.145] и не позволяет охлаждать прибор без нане-
сения проводящего покрытия ,[5.146]. Ограничения для других
фотокатодов (S-1 и S-20) не столь жесткие и могут быть обойдены
соответствующим выбором конструктивных материалов, толщины
катодов, проводящей пленки, малых поперечных размеров катода
и т. д.
Для эмиттеров с ОЭС из вырожденных полупроводников ох-
лаждение приводит к хорошим результатам, так как их сопротив-
ление не меняется с температурой. Максимальные токи при ком-
натной температуре у эмиттеров с ОЭС должны быть примерно на
два порядка ниже, чем у классических, для уменьшения скорости
деградации в процессе работы [5.18]. Так как охлаждение умень-
шает темновой ток, такие устройства используют только для ре-
гистрации слабых световых потоков, поэтому область больших то-
ков не достигается и ограничения, связанные с протеканием тока,
не существенны.
Одновременно с уменьшением темнового тока при охлаждении
изменяются пороговая энергия фотоэмиссии и квантовая эффектив-
ность [5.143, 5.144, 5.147]. Большинство важных классических ИК-
фотокатодов, таких как S-1, не меняют практически своих парамет-
ров при охлаждении. В других классических фотокатодах (ERMA
и, в меньшей мере, стандартный S-20) незначительно увеличива-
ется при охлаждении пороговая энергия. Для охлажденных при-
боров с ОЭС характерно некоторое увеличение квантовой эффек-
тивности и сдвиг порога в сторону больших энергий [5.124]. Так
174
как ширина запрещенной зоны всех полупроводниковых материа-
лов с ОЭС увеличивается с уменьшением температуры, естествен-
но ожидать увеличения пороговой энергии. Для узкозонных эмит-
теров может быть существенным изменением высоты барьера на
границе раздела полупроводник — активирующий слой, что может
привести к увеличению квантовой эффективности для фотонов с
энергией, близкой к пороговой {5.19, 5.124, 5.126, 5.148] (см.
рис. 5.18).
5.5.3. Электронный умножитель
Хотя фотоэмиссионные приборы могут применяться и без внут-
реннего усиления (вакуумные фотоэлементы), однако в современ-
ных приборах используется явление умножения фотоэлектронов
для усиления тока фотокатода до обработки сигнала во внешнем
электронном тракте [5.2]. Умножение фотоэлектронов дает ряд
преимуществ по сравнению с усилением во внешнем электронном
тракте, прежде всего в уровне шумов и быстродействии (большей
рабочей полосе сигнала).
Фотоэлектронный умножитель (ФЭУ) включает в себя несколь-
ко каскадов умножения, или динодов, на первый из них попадают
фотоэлектроны из катода, а после последнего электроны собирают-
ся анодом.
Усиление происходит за счет эмиссии вторичных электронов
[5.149, 5.150]. Для динодов выбираются материалы с темновым то-
ком и шумом, меньшим, чем у катода, так чтобы шум ФЭУ был
обусловлен или фотонным шумом или шумом темнового тока като-
да. (Для большинства приборов с внешним усилением шум перво-
го каскада больше шума сигнала.)
Ширина полосы (или время нарастания анодного тока) ограни-
чивается разбросом времен пролета электронов (а не самим вре-
менем пролета |[5.151]). При оптимальной конструкции и соответ-
ствующих электростатических полях ширина полосы ФЭУ может
на порядок превышать полосу вакуумного фотоэлемента. Сущест-
вует временной интервал между моментом поглощения фотонов и
появлением импульса анодного тока, но он не влияет на скорость,
нарастания импульса или ширину полосы, (Даже при коэффициен-
те умножения порядка ~107 реализация полосы шириной 100 МГц
не представляет проблем.) Электронные умножители — это почти
идеальные усилители с широкой полосой и малым уровнем шума.
К недостаткам следует отнести необходимость высокого напряже-
ния, сложность изоляции и большие размеры ФЭУ. Электронный
умножитель очень близок к идеальному малошумящему широко-
полосному усилителю.
Материалы для динодов. Усиление вследствие вторичной элект-
ронной эмиссии можно реализовать в материалах, в которых каж-
дый падающий электрон с большой энергией вызывает эмиссию не-
скольких вторичных. Используя последовательно включенные ди-
ноды даже с коэффициентом вторичной эмиссии, равным 3, для
175
прибора с 14-ю динодами можно получить усиление около 5-10®
(«З14). Ток динодов ограничен дефокусировкой электронного об-
лака, нагревом анода, шумами и эффектами, связанными с обра-
зованием пространственного заряда; устойчивое максимальное зна-
чение коэффициента умножения примерно равно 107. При работе
ФЭУ в импульсном режиме, когда не возникают проблемы нагрева
и выбора оптимальной конструкции, коэффициент усиления может
достигать 108. Оптимизация напряжения в цепи динодов при таком
режиме работы описана в литературе [5.2, 5.135—5.137].
Материал для динодов выбирают, исходя из зависимости его
коэффициента вторичной эмиссии б от ускоряющего потенциала.
Значение б равно отношению числа эмиттированных электронов к
числу падающих (при 100%-ной эффективности сбора). Для неко-
торых классических соединений эта зависимость показана на рис.
5.19. (Хорошие фотоэмиттеры часто являются также и хорошими
эмиттерами вторичных электронов.) На рисунке приведены, кроме
того, данные для нового эмиттера вторичных электронов: GaP с
ОЭС [5.152]. Хотя имеется большое число материалов, коэффи-
циент вторичной эмиссии которых больше единицы, широкое рас-
пространение для применения в ФЭУ получили только три [5.153]:
1) (CsSb), имеющий очень высокий коэффициент вторичной
эмиссии, но плохую стабильность при высокой температуре;
2) (AgMgO), имеющий поч-
ти такой же коэффициент
вторичной эмиссии при луч-
шей стабильности (как тем-
пературной, так и при боль-
шой плотности эмиссии);
3) (СиВеО), имеющий при-
мерно такой же коэффи-
циент вторичной эмиссии,
шероховатый активный слой
и легко вступающий в реак-
цию при выдержке на воз-
духе. [В (СиВео) (ВеО) обе-
спечивает усиление, а медь—
проводимость, аналогичную
роль играет серебро для ди-
нодов из (AgMgO).] Недав-
Энергия первичных электронов, эВ
Рис. 5.19. Зависимости коэффициента
вторичной электронной эмиссии от
приложенного напряжения для некото-
рых классических и ОЭС-материалов
для динодов [5.161]
но было обнаружено, что KCsSb имеет высокий коэффициент ум-
ножения [5.154], но этот материал не находит применения из-за
конкуренции со стороны структур с ОЭС. (Высокий коэффициент
усиления обнаружен случайно во время цезирования приборов с
катодами из (KCsSb) и обычными динодами из (CsSb).)
Некоторые материалы, эффективные для динодов, не могут
быть использованы в комбинации с определенными фотокатодами:
так, (СиВеО) используют с фотокатодом S-1, но не с сурьмяно-це-
зиевым. Для некоторых приборов требуется низкий уровень фото-
эмиссии из динодов, что препятствует применению (CsSb).
176
Конструкции умножителей и свойства GaP с ОЭС. Как устрой-
ство динодов, так и их геометрия многообразны и имеют свои спе-
цифические преимущества [5.155]. Круглая конструкция (см.
рис. 5.1,а) проста и компактна, обеспечивает высокие эффектив-
ность сбора электронов и быстродействие. Форма «Rajchman» (см.
рис. 5.1,6) оптимальна для получения большого усиления, но фоку-
сирующие диноды трудно изготовлять. Коробчатые и сетчатые кон-
струкции обладают высокой эффективностью сбора электронов, но
плохим временным разрешением. Конструкция жалюзийных дино-
дов компактна, обеспечивает стабильное усиление (как и короб-
чатая конструкция), позволяет легко изготовить большое число ди-
нодов, но имеет плохое временное разрешение. (Хорошее времен-
ное разрешение и высокая эффективность сбора электронов вза-
имно исключают друг друга, так как малый разброс времен про-
лета предполагает такую фокусировку, при которой электроны с
не типичными траекториями отклоняются у каждого динода, высо-
кая же эффективность требует сбора всех электронов вне зависи-
мости от скорости, траектории и времени пролета.)
Существуют две конструкции умножителей для конкретных за-
дач. Первая — со скрещенными полями [5.138], в которой исполь-
зуется магнитное поле совместно с электростатическим для умень-
шения размытия траекторий. Таким образом, удается минимизиро-
вать разброс времен вылета из фотокатода и достигнуть времени
нарастания анодного тока около 0,1 нс (ср. с 2 нс для приборов с
обычной фокусировкой и 10 нс для приборов, обладающих высокой
эффективностью сбора электронов). Недостатки конструкции —
большой объем, сложность, невозможность хорошо контролировать
усиление, которое должно быть фиксированным (в пределах, опре-
деляемых старением динодов). Вторая конструкция представляет
собой «канальный» умножитель {5.156, 5.157], в котором цилиндри-
ческий канал, покрытый материалом с большим коэффициентом
вторичной эмиссии и обладающий высоким сопротивлением, обра-
зует непрерывный динод. Ускоряющее напряжение прикладывается
вдоль канала и умножение происходит при отражении от стенок
как первичных, так и вторичных электронов. Умножитель такой
конструкции имеет большой коэффициент усиления и высокую эф-
фективность сбора электронов, но плохие временные параметры и
малое отношение сигнал-шум. Многоканальные пластины исполь-
зуются в приборах для получения изображения с высоким разре-
шением.
Для получения минимального рабочего напряжения при задан-
ном усилении необходимо подобрать оптимальные напряжения на
каждом диноде. Для этого следует работать в области максимума
зависимости усиления от напряжения (см. рис. 5.19). Число сту-
пеней выбирается так, чтобы обеспечить требуемый коэффициент
усиления. Для достижения высокой стабильности необходимо рабо-
тать в области плато характеристики; высокое напряжение необхо-
димо использовать для получения усиления с помощью нескольким
каскадов, при этом обеспечиваются лучшие стабильность и быстро-
177
действие. Обычно используют 9—14 каскадов с усилением на ди-
нод, равным 3... 6, при напряжении 100 В между динодами (см.
рис. 5.19) и получают усиление 106... 107. Для оптимизации време-
ни отклика также необходимо высокое рабочее напряжение.
Так же, как для фотокатодов, для ФЭУ наряду с классическими
имеют существенное значение материалы с ОЭС. В последние го-
ды получены материалы с ОЭС [5.128, 5.152, 5.158 — 5.160] с боль-
шими коэффициентами усиления, чем у классических соединений
(см. рис. 5.19) i[5.14, 5.15, 5.17, 5.18, 5.20, 5.127]. Коэффициент
вторичной эмиссии GaP с ОЭС линейно увеличивается с напряже-
нием вплоть до нескольких киловольт; для монокристаллов коэф-
фициент усиления достигает 150, для «классических» материалов
примерно 10. При разумных межкаскадных напряжениях (500 В
на каскад, 6 «30) на пятикаскадном приборе можно получить
усиление 107 [5.159, 5.161, 5.162]. Кроме упрощения конструкции и
значительного улучшения временных характеристик (постоянная
времени менее 0,5 нс в приборах с фокусировкой), высокое усиле-
ние на каскад позволяет в определенной степени разделять одно-
и двухэлектронные процессы [5.161 — 5.164], что вытекает из ста-
тистики процесса электронного усиления [5.148, 5.165]. Прибли-
женно ток на выходе, соответствующий одно- и двухэлектронному
процессам пропорционален G±g и 2G±g соответственно, где G —
номинальное полное усиление и g — ширина распределения, зави-
сящая от б. Для малых б (меньших 10) значение ±g имеет тот
же порядок, что и G, в то время как для б>20 значение ±g су-
щественно меньше G. Таким образом, при малых значениях б на
выходе сигналы одно- и многоэлектронных процессов статистиче-
ски перекрываются, а при больших б они разделены и могут быть
зафиксированы счетчиками импульсов. В большинстве случаев од-
ноэлектронный шум можно выделить из многоэлектронного сигна-
ла, что позволяет существенно увеличить отношение сигнал-шум
[5.15, 5.135, 5.166].
Для изготовления динодов из GaP [5.18, 5.152] вначале необхо-
димо вырастить это соединение на подложке с конфигурацией, не-
обходимой для фокусировки. Благодаря большой ширине запре-
щенной зоны GaP (2,3 эВ) требования к цезированию более мяг-
кие и в режиме с ОЭС могут работать поликристаллические дино-
ды с размерами микрокристаллов 1 ... 5 мкм. Имеются коммерче-
ские ФЭУ с динодами из GaP>[5.137, 5.138], в том числе приборы,
в которых GaP используют только для первого динода [5.161].
5.5.4. Спектральная характеристика чувствительности
Фотоэмиттеры характеризуются минимальной и максимальной
регистрируемой энергией. Спектральная характеристика чувстви-
тельности обычно выражается в амперах на ватт. На графиках за-
висимости чувствительности от длины волны линии постоянной
квантовой эффективности наклонны; чувствительность вблизи А,->-
178
-^0 неопределенна. Для приборов с ОЭС чаще всего приводят за-
висимость квантовой эффективности от длины волны.
Часто приводят интегральную чувствительность в амперах на
люмен для излучения вольфрамовой лампы накаливания * при
7 = 2854 К (источник типа А) с максимумом около 0,9 мкм. Этот
параметр, несмотря на свою простоту, бесполезен для сравнения
катодов, работающих в голубой и ИК областях. Более полезной
является абсолютная спектральная характеристика чувствительно-
сти. Заметим, что любой «параметр чувствительности» может ввес-
ти в заблуждение, если сравниваются приборы с различными спек-
тральными характеристиками.
Превосходная информация о различных спектральных характе-
ристиках промышленных ФЭУ может быть получена из реклам-
ных и обзорных статей ‘[5.11] и в деталях здесь приводиться не
будет. Спектральные характеристики чувствительности для клас-
сических фотоэмиттеров приведены на рис. 5.20 [5.11]. Заметим,
что максимальная квантовая эффективность достигает 0,3 элект-
рона на фотон, наибольшие значения эффективности и ширины
спектральной характеристики получаются обычно для более слож-
ных материалов. Отметим, что квантовая эффективность ИК-фо-
токатода намного хуже эффективности фотокатодов для видимой
области спектра. Параметры фотоэмиттеров приведены в \[5.1, И].
Рис. 5.20. Спектральные характери-
стики чувствительности классичес-
ких фо тока тодов [5.152]:
I — Ag—О—Cs (S-1); II —Cs3Sb на MnO
(S-ll); III - Bi—Ag—O—Cs (S-10); IV-
(Cs)Na2KSb (S-20); V - KsCsSb; VI-
K2CsSb(O); Q.Y. — квантовый выход
Длина волны, нм
Рис. 5.21. Спектральные характери-
стики чувствительности фотокатода
S-20, продленные в красную об-
ласть. Указаны линии излучения не-
которых лазеров ([5.1*67], с разре-
шения фирмы RCA)
179
Рис. 5.22. Сравнение квантового
выхода в видимой и ближней
ИК областях лучших классичес-
ких и ОЭС-фотоэмиттеров из
InGaAsP [5.124]
Спектральные характеристики чувствительности для одного из
наиболее важных фотоэмиттеров — S-20 (NaKCsSb) и его модифи-
каций для красной области спектра приведены на рис. 5.21 [5.167].
Каждая модификация приспособлена для приема излучения одно-
го или нескольких лазеров. Аналогичные семейства кривых су-
ществуют и для некоторых других фотоэмиттеров.
Спектральные характеристики чувствительности большинства
ОЭС-эмиттеров с длинноволновой границей больше 1 мкм подоб-
ны по форме, независимо от ширины зоны материала. Типичная
кривая для охлажденного InGaAsP с ОЭС показана на рис. 5.18;
на ней наблюдается плато квантовой эффективности и резкий спад
вблизи пороговой энергии. Для приборов с более длинноволновой
границей, в частности для InGaAs, наблюдается снижение спект-
ральной характеристики чувствительности, зависящее от ширины
запрещенной зоны (см. рис. 5.16).
В настоящее время производятся
три типа приборов из InGaAs
[5.137], каждый из которых отли-
чается соотношением In и Ga и со-
ответствующей длинноволновой
границей. Каждый из материалов
имеет определенную спектраль-
ную характеристику чувствитель-
ности, которая отличается от ха-
рактеристики InG(aAsP? приведен-
ной в [5.138]. Чувствительность
фотокатодов из этого материала
выше чувствительности InGaAs
вблизи длины волны 1,1 мкм.
Как уже было отмечено ранее,
приборы с ОЭС превосходят по
параметрам классические во всей
спектральной области, имеют рав-
ный или меньший темновой ток,
чем классические для заданной
длинноволновой границы, более
высокий квантовый выход и
Недостатки приборов с ОЭС обус-
равномерную чувствительность.
ловлены рекомендованными низкими максимальными токами, ог-
раничениями, налагаемыми на размеры катодов, необходимостью
работы на отражение и, по крайней мере, для приборов с длинно-
волновой границей, временной деградацией [5.120, 5.168, ср. 5.169].
На рис. 5.22 показаны характеристики фотокатодов из InGaAsP с
ОЭС и лучших классических фотокатодов [5.124].
Фотокатоды с ОЭС примерно в 5 раз дороже их классических
аналогов, но на приборы на основе GaAs цена уменьшается и
аморфные GaAsP (сравнимые по параметрам с S-20) дешевле и
более долговечны [5.18, 5.125]. С увеличением качества продукции
оба ограничения (цена и время работы) будут исчезать, но пробле-
180
ма увеличения срока службы катодов с чувствительностью за пре-
делами 1 мкм очень остра.
Хотя были подробно обсуждены фотокатоды с ОЭС, работаю-
щие на пропускание, в исследовании приемников изображения с
ОЭС осталось еще много нерешенных проблем. Для классифика-
ции приемников опубликованных данных еще недостаточно. Эти
приборы в течение ближайших лет не заменят приборов формиро-
вания изображения на основе S-20 и S-1. Любые ограничения на
время работы и разрешение, временные характеристики, степень
загрязнения поверхности оказываются в основном технологически-
ми; конструкция ЭОП (обеспечение требуемого умножения и счи-
тывание) ограничивает эти параметры больше, чем свойства собст-
венно фотокатода с ОЭС [5.14, 5.15, 5.116, 5.170]. Когда будут соз-
даны приемники изображения, чувствительные к квантам света с
энергией менее 1,2 эВ, то эти новые ИК-приборы изображения бу-
дут превосходить классические на столько, на сколько приборы,
работающие на отражение, превосходят приборы с фотокатодом
S-1. Создание фотокатодов, чувствительных в области длин волн
1 мкм и обладающих очень малыми темновыми токами, которые
необходимы для получения ИК-изображения высокого качества,
является реальностью.
5.5.5. Специализированные методы анализа материалов с ОЭС
В дополнение к успехам технологии полупроводников в послед-
ние десять лет и другие научные успехи способствовали разработ-
ке фотоэмиттеров с ОЭС;[5.21]. Первостепенную важность приоб-
рела разработка ультравысоковакуумного оборудования, с по-
мощью которого (наряду с оборудованием, позволяющим контро-
лировать состояние поверхности) удалось превратить исследование
фотокатодов из искусства в науку. Наиболее важным аналитиче-
ским прибором, используемым непосредственно в лаборатории, яв-
ляется анализатор Оже, в котором, материал исследуется с по-
мощью сфокусированного пучка электронов с энергией до 5 кэВ
[см., например, 5.98]. «Вторичные» электроны, испущенные поверх-
ностью, собираются и разделяются по энергиям. Этим методом в
ультравысоком вакууме можно определить химический (элемент-
ный) состав поверхности и, используя дополнительные данные, по-
пытаться измерить такие величины, как плотность ионов на по-
верхности под монослоем. Похожим прибором является анализатор
энергии фотоэлектронов, в котором измеряется энергетическое рас-
пределение фотоэлектронов, эмиттированных поверхностью, облу-
ченной монохроматическим светом [см., например, 5.171]. Эта ин-
формация, наряду с данными о работе выхода, неоценима для рас-
чета зонной схемы для электронов на поверхности с ОЭС [5.13,
5.31, 5.87]. Такие экспериментальные данные часто приводятся в
литературе, в особенности для обоснования теоретических моде-
лей. Дальнейшим успехам в развитии фотокатодов будут способ-
ствовать более детальные исследования. Другим важным методом
181
исследования кристаллической структуры поверхности (аналогич-
но рентгеновскому анализу в объеме) является использование диф-
ракции медленных электронов. Проведенные исследования позво-
лили создать кремниевые фотокатоды с ОЭС и изучить их свойства
[5.30] и окажут помощь в уменьшении темновых токов из Si или
Si/Ge при комнатной температуре. Все эти методы используют сов-
местно с квадрупольным газоанализатором для изучения содер-
жимого в отпаянных фотоэмиссионных трубках. Подобные иссле-
дования направлены прежде всего на увеличение срока службы
приборов.
6. Приборы с переносом заряда для применения
в ПК-приемниках изображения
А. Ф. Милтон1
6.1. ВВЕДЕНИЕ
Для использования в тепловизионных системах изображения,
работающих в атмосферных окнах прозрачности 3 ... 5 или 8 ...
... 14 мкм, были созданы разнообразные фотоприемники. Наиболь-
ший интерес представляют фотодиоды из InSb и Pbi-xSnxTe, фо-
торезисторы из Hgi_xCdxTe и различные примесные фоторезисто-
ры, изготовленные из Ge и Si, легированных примесями с глубоки-
ми уровнями. Квантовая эффективность собственных фотоприемни-
ков обычно превышает 50%. При достаточном охлаждении и на-
личии фона излучения Земли большинство этих приемников, объ-
единенных с малошумящими предусилителями, может обеспечить
параметры, ограниченные флуктуациями фонового излучения (ре-
жим ОФ), на частотах, представляющих интерес для тепловых сис-
тем изображения, в которых используются линейки фотоприемни-
ков в режиме параллельного сканирования (рис. 6.1,а). Некоторые
из них (особенно фоторезисторы из Hgi-xCdxTe) также могут быть
использованы в работающих в спектральном диапазоне 8... 12 мкм
(см. рис. 6.1,6) системах с последовательным сканированием при
применении временной задержки и накопления (ВЗН).
Если в выбранном спектральном диапазоне получен режим ОФ,
то теоретический предел чувствительности ИК-фотоприемника,
расположенного в фокальной плоскости, становится пропорцио-
нальным корню квадратному из произведения квантовой эффектив-
ности приемника т] и эффективности заполнения фокальной плос-
кости, определяемой как отношение полной площади чувствитель-
ных элементов матрицы приемника к полной площади фокальной
плоскости сканируемого изображения. В системе N фотоприем-
ников с механическим сканированием изображения и полным
1 Naval Research Laboratory, Wachington, D. C. USA.
182
числом элементов разложения ХОбщ эффективность заполне-
ния фокальной плоскости примерно равна N/No<sw.- Для со-
временного уровня технологии ИК-систем изображения, в
которых используется до нескольких сотен приемников, эта эффек-
тивность близка к 10~3.
Растровое
сканирование
Направление
чересстрочного
сканирования
Рис. 6.1. Различные методы сканирования изображения матрицей приемников:
а — параллельное сканирование линейкой приемников; б — последовательное
сканирование линейкой приемников в режиме ВЗН; в — последовательно-парал-
лельное сканирование с помощью двумерной матрицы в режиме ВЗН
Как упоминалось выше, современные фотоприемники обеспечи-
вают квантовую эффективность т), приближающуюся к единице.
Поэтому наземных применений единственно возможным путем по-
вышения чувствительности в фокальной плоскости без ухудшения
разрешения является увеличение числа ИК-приемников в систе-
мах изображения. В настоящее время это число ограничено необ-
ходимостью соединения каждого приемника с собственным пред-
усилителем. Можно надеяться, что использование приборов с пере-
носом заряда [главным образом, приборов с зарядовой связью
(ПЗС) и приборов с инжекцией заряда (ПЗИ)], расположенных
в (или около) фокальной плоскости и осуществляющих мульти-
плицирование и обработку сигнала, позволит разместить в фокаль-
ной плоскости ИК-системы изображения тысячи фотоприемников и
достигнуть эффективности заполнения фокальной плоскости, при-
ближающейся к 0,1. По сравнению с возможностями современной
18а
техники это позволит в 10 раз снизить минимальный разрешаемый
температурный контраст. В наземном тепловидении сигналом яв-
ляются небольшие изменения температуры или излучательной
способности наблюдаемого объекта. Эквивалентный перепад тем-
ператур в мишени часто меньше 1 К, что соответствует контрасту,
равному 4% в диапазоне спектра 3...5 мкм и 1,6% в диапазоне
спектра 8... 12 мкм. Температурные контрасты цели уменьшаются
из-за атмосферного ослабления сигнала между целью и регистри-
рующей .системой. Для видимого и ближнего ИК диапазонов уже
разработаны двумерные матрицы ПЗС и ПЗИ на кремнии; однако
•малый контраст, типичный для теплового изображения, исключает
прямое использование в ИК диапазоне приборов формирования
теплового изображения с электронным сканированием в ждущем
режиме, хотя их преимуществом является эффективность заполне-
ния фокальной плоскости, превышающая 50%. При малом конт-
расте доминирует геометрический шум. Чувствительному элементу
с непосредственной связью трудно отделить колебания чувстви-
тельности приемника и истинные изменения в изображении. Если
изображение формируется суммарным сигналом элементов фото-
приемника, которые регистрируют абсолютное значение интенсив-
ности излучения, то при большой фоновой засветке разброс чувст-
вительности элементов фотоприемника будет маскировать истинное
изображение. С другой стороны, если изображение механически
сканируется в фокальной плоскости, а приемник связан с изобра-
жением по переменной составляющей, то даже при наличии раз-
броса чувствительности приемников однородное фоновое излуче-
ние не вызовет какого-либо геометрического шума. Это справед-
ливо также для связи по переменной составляющей фотоприем-
ника, работающего в ждущем режиме, который может служить
только индикатором движущейся цели.
В настоящее время технология изготовления не позволяет соз-
дать конкурентоспособную ИК-систему формирования изображения
с непосредственной связью и требуемой однородностью чувстви-
тельности от приемника к приемнику. Требование однородности
чувствительности в системе с механическим сканированием, ко-
нечно, более жесткое для системы, работающей в ждущем режиме,
проектируемой для диапазона спектра 8... 12 мкм, так как в этом
диапазоне тепловые контрасты меньше. Однако даже в диапазоне
3... 5 мкм требуется обеспечить суммарную неоднородность не бо-
лее нескольких десятых процента, чтобы можно было практически
отказаться от механического сканирования в формирователях изо-
бражения, обладающих хорошими характеристиками. Даже если
достичь требуемой однородности материала фотоприемника, то
ошибка в размере на один микрон при фотолитографическом фор-
мировании активной площадки приведет к неоднородности чувст-
вительности элемента фотоприемника более 1%.
Для улучшения общей однородности чувствительности прием-
ников, работающих в ждущем режиме, можно применять покадро-
вое вычитание; однако пока в тепловых системах изображения ос-
184
новные усилия направлены на разработку двумерных модулей ИК-
приемников для применения их при последовательно-параллель-
ном сканирование в режиме временной задержки и накопления
(см. рис. 6.1,в). Как будет показано, для выполнения функции
ВЗН особенно пригодны ПЗС. Основное достоинство такого под-
хода к решению проблемы состоит в том, что можно обеспечить
эквивалентную связь по переменной составляющей и усреднение
чувствительности. Это ослабит требование к однородности чувст-
вительности. Дополнительным преимуществом режима ВЗН явля-
ется присущая ему избыточность. Еще одно достоинство метода
последовательно-параллельного сканирования состоит в возмож-
ности дополнительного увеличения числа приемников, используе-
мых в конкретных устройствах, так как число приемников, приме-
няемых для перекрытия данного числа элементов разложения, мо-
жет изменяться в соответствии с конструкцией фотоприемника,
расположенного в фокальной плоскости.
Как было показано, при существующей технологии тепловиде-
ния диапазон 8... 12 мкм имеет преимущество перед диапазоном
3... 5 мкм, тем не менее для разрабатываемых систем с повышен-
ной чувствительностью интерес представляют оба диапазона спект-
ра. С увеличением чувствительности формирователей изображения
рабочий диапазон следует сместить в область больших длин волн
с тем, чтобы прозрачность атмосферы и дифракционные ограниче-
ния модуляционной передаточной функции (МПФ) играли более
важную роль по сравнению с величиной сигнала, вызванного тем-
пературными перепадами цели. Достижение режима ОФ в диапа-
зоне 3... 5 мкм для представляющих интерес частот сканирования
представляет значительную проблему.
Существует множество методов применения приборов с пере-
носом заряда в ИК-фотоприемникр, расположенном в фокальной
плоскости. Рассмотрим пять методов последовательно-параллель-
ного сканирования с высокими значениями плотности заполнения
и квантовой эффективности: 1) использование фоточувствительно-
го ИК-ПЗС; 2) прямая инжекция: гибридная матрица; 3) прямая
инжекция: примесный кремний; 4) режим аккумуляции: примес-
ный кремний; 5) использование фоточувствительного ИК-ПЗИ с
кремниевым процессором обработки сигнала. Не рассматриваемые
здесь методы, включающие прямую инжекцию в пироэлектрические
приемники и фотоэмиссионную инжекцию в барьеры Шотки, по-
дробно обсуждены в обзорной статье [6.1]. В трех из пяти рас-
сматриваемых методах для создания приборов с переносом заряда
вполне пригоден кремний; однако для ИК-ПЗС и ИК-ПЗИ необ-
ходима разработка МДП-технологии на материалах, чувствитель-
ных к ИК-излучению. Несмотря на применение различных мето-
дов ввода сигнала в ПЗС-регистр, будем обсуждать все методы, в
которых ПЗС используется в режиме временной задержки и на-
копления. Уместно с этой точки зрения обсудить принципы работы
прибора с переносом заряда для выявления влияния параметров
МДП-системы на характеристики приемника.
185
6.2. ПРИБОРЫ С ЗАРЯДОВОЙ СВЯЗЬЮ
6.2.1. Основные принципы работы
После изобретения приборов с зарядовой связью [6.2] в 1970 г.
было исследовано множество различных структур на основе крем-
ния с изолирующим слоем из SiO2. Существует много превосход-
ных обзоров по технологии кремниевых ПЗС [6.3.4], поэтому
здесь будут только кратко изложены основные принципы их рабо-
ты. Приборы с зарядовой связью представляют собой работающие
при обратном смещении структуры металл — окисел — полупро-
водник (МОП) или металл — диэлектрик — полупроводник
(МДП), которые могут собирать, хранить и переносить локализо-
ванные пакеты неосновных носителей заряда вдоль границы разде-
ла полупроводник — диэлектрик.
Приложенные к затворам напряжения используются для уп-
равления потенциалом <ps поверхности под окислом и для формиро-
вания локальных потенциальных ям, в которых могут накапли-
ваться неосновные носители заряда. Принцип работы трехфазно-
го прибора иллюстрирует рис. 6.2. Для приборов с поверхностным
каналом соотношения между <ps и приложенным к затвору напря-
жением Vg показаны на рис. 6.3. Процессы, происходящие в по-
тенциальных. ямах, являются неравновесными, т. е. заряд удаляет-
ся из ямы до того, как будут достигнуты условия, изображенные
на рис. 6.3,г или 6.3,з.
S Металлические
f L Полупровод-
| < никовая
подложка
- Сигнальный
заряд
Рис. 6.2. Базовая трехфаз-
ная МДП-структура ПЗС,
иллюстрирующая перенос
заряда. В приборах на ос-
нове кремния часто приме-
няют перекрывающиеся по-
ликремниевые электроды
затворов
Простой электростатический анализ в приближении обедненно-
го слоя приводит к следующему соотношению между <ps, приложен-
ным к затвору напряжением Vg и поверхностной концентрацией
подвижных носителей N (для приборов с п-каналом):
^s=VG-V^3-~WNAq/Cox-qN/Coxf (6.1)
где Сох — емкость окисла на единицу площади, W— ширина обед-
ненной области, q — заряд электрона, NA— концентрация акцеп-
торов;
^ = (2 8ппфЛ^д)1/2 (6.2)
(епп — диэлектрическая проницаемость полупроводника); УПл.з —
напряжение плоских зон:
^пл.з — Фтз Qss/Cox* (6.3)
186
Здесь <pms — разность работ выхода металла и полупроводника,
Qss — плотность заряда, захваченного граничными состояниями.
Емкость (на единицу площади) между электродом затвора и
подложкой Св определяется последовательно соединенными ем-
костью окисла Сох и емкостью обедненной области:
CG — Cox/(l + CoxW/eaa). (6.4)
Таким образом, в процессе заполнения ямы CG увеличивается, а
W уменьшается. Если до заполнения ямы (27еПп^л)1/2/С0Х<(Vg),
то емкость окисла будет много больше емкости обедненного слоя
напряжения Va к затвору и процесс накопления зарядов на поверхности до
достижения равновесных условий, изображенных на рис. г и з
187
я <ps будет изменяться в соответствии с Vg- По этой причине необ-
ходимо использовать слаболегированный материал и тонкие слои
окисла под затвором («100 нм). Анализ уравнения (6.1) также
показывает, что изменением Na и (или) толщины окисла (что из-
меняет СОх) можно создавать барьеры. Эти методы используются
для формирования стоп-каналов, определяющих каналы переноса
в ПЗС, а также могут быть применены для создания встроенных
барьеров, необходимых для работы двухфазных ПСЗ.
Для изготовления приборов с «-каналом можно использовать
подложки с проводимостью p-типа, а для приборов с р-каналом —
подложки с проводимостью «-типа. Из-за более высокой подвиж-
ности электронов обычно более предпочтительны приборы с «-ка-
налом, они не могут быть изготовлены из какого-либо другого ма-
териала, кроме кремния. Для обычных структур ПЗС необходимо,
чтобы проводимость поверхности полупроводника не была инвер-
тирована при VG = 0. Так как Qss всегда положительна, для дости-
жения этого условия в приборе с n-каналом требуется низкая плот-
ность поверхностных состояний. В приборе с «-каналом для исклю-
чения инверсии при Vg=0 необходимо, чтобы
Qss < 2 Сох <pF—(4 q NA q>F ej1/2 + <pms Cox, (6.5)
где 2(рг= (2kTlq)\nNA/nif пг— концентрация собственных носите*
лей. Обычно последними двумя слагаемыми можно пренебречь,
тогда для прибора с n-каналом требуемая плотность граничного
заряда будет менее 3-10~8 Кл/см2 в предположении, что толщина
окисла под затвором БЮг d=100 нм. Это означает, что плотность
элементарных положительных зарядов должна быть менее 2Х
Х1011 см-2. В приборе с p-каналом при отсутствии напряжения
смещения более высокая плотность положительного граничного
заряда приводит только к аккумуляции носителей у поверх-
ности.
Изготовлены ПЗС со скрытым каналом с использованием ион-
ной имплантации для образования р-п перехода глубиной в не-
сколько сотен нанометров. В структуре, аналогичной показанной
на рис. 6.4, минимум потенциала не совпадает с поверхностью,
поэтому неосновные носители не взаимодействуют с поверхностны-
ми состояниями. Это приводит к ряду преимуществ, связанных с
более полным переносом заряда и снижением шума. Для ПЗС со
скрытым каналом может быть получено аналогичное (6.1) соотно-
шение [6.3].
Металл Диэлектрик Полупроводник
Рис. 6.4. Энергетическая
диаграмма МДП-структуры
со скрытым каналом, р-п
переход образован ионной
имплантацией. Заметим, что
минимум потенциала не
совпадает с поверхностью
188
6.2.2. Ограничения на предельные значения параметров
Возможность обработки сигнала. Для полностью заполненной
потенциальной ямы поверхностный потенциал таков, что при рав-
новесных условиях проводимость поверхности должна быть инвер-
тирована, т. е. для заполненной ямы <pe=2<pp= (2kT/q)ln Ис-
пользуя уравнение (6.1) и то, что УПл.з, 2q>y и (4qe.nnNа($р)1/21С0Х
обычно значительно меньше Vg, максимальную плотность носите-
лей в потенциальной яме у поверхности можно определить выраже-
нием
Umax = сох VG/q = евх Velqd, (6.6)
где еОх — диэлектрическая проницаемость изолирующего слоя. Та-
ким образом, заряд, который может быть запасен у поверхности,
зависит от максимальной напряженности электрического поля в
окисле (VgAO. которая для Si02(8ox/eo=3,9) имеет порядок при-
мерно 106 В/см. Для такого значения Veld
Мтаж= 2-1012 электрон/см2. (6.7)
Для типичного размера области потенциальной ямы в ПЗС
10X20 мкм возможное число электронов в яме составляет 4-Ю6.
Для ПЗС со скрытым каналом это число в 2—3 раза меньше
[6.3]. При d=100 нм емкость окисла для ямы размером 10Х
Х20мкм равна 0,07 пФ. Для материалов, отличных от кремния, в
которых концентрация легирующей примеси больше (что приводит
к меньшей ширине обедненной области), а ширина запрещенной
зоны меньше, предельное значение Vg определяется лавинным про-
боем в полупроводнике или туннелированием.
Время накопления заряда (темновой ток). Чтобы избежать на-
сыщения, заряд должен быть удален из потенциальной ямы до то-
го, как станут выполняться условия N-*-Nmax, (ps-^-2<pp. Если перено-
са заряда в ячейке ПЗС нет, то у поверхности будут постепенно
накапливаться неосновные носители из-за тепловой и фоновой ге-
нерации (если ячейки ПЗС используются в качестве фоточувстви-
тельных элементов):
d N/dt = nt W/2 т + So/2 + n2 ld/Na t+t) Ib, (6.8)
где первый член справа определяет генерацию в обедненной облас-
ти, второй — генерацию с поверхностных состояний, третий — гене-
рацию в объеме и последний член — генерацию фоновым излуче-
нием.
При уменьшении W генерация в обедненной области уменьша-
ется, поэтому уравнение (6.8) можно записать в виде
dN nt f2епп фз\ 1/2 , r (rq\
dt 2 т \ qNA ) +/«> (Ь9)
где 1Х — зависящая от времени величина.
189
Если предположить, что q>s=<pso при /=0 и <р8=2Фр при t, рав-
ном времени накопления тс, то уравнение (6.9) упрощается:
*с = сох (<Рзо~24f)/4 4 (6-Ю)
для
1Х > (пг/2т)(2епп М NA)W. (6.11)
Охлаждением можно уменьшить tii и обеспечить преобладание
генерации носителей 'фоновым излучением (цЛ) в выражении для
7Х, что является желательным условием работы ИК-ПЗС или (ПЗИ.
Если ПЗС и ПЗИ работают как фотоприемники, то для дости-
жения режима ОФ это необходимое, но не достаточное условие.
В любом случае избыточный тепловой ток будет вызывать из-
лишний дробовой шум и может явиться причиной геометрического
шума в случае (пространственной неоднородности тепловой гене-
рации. Для достижения режима ОФ в ИК-ПЗС и ИК-ПЗИ необ-
ходимы более низкие рабочие температуры по сравнению с тем-
пературами в фотодиодах из того же материала, работающих при
обратном смещении. Вклады генерационных процессов аналогич-
ны, за исключением влияния положения уровня Ферми на гене-
рацию носителей с поверхностных состояний.
Неэффективность переноса заряда. Если ПЗС применяется для
переноса сигнального заряда, то важно обеспечить высокую эф-
фективность переноса. Если часть зарядов в отдельной ячейке те-
ряется или не успевает следовать за тактовыми импульсами, то
при прохождении сигнала через ПЗС-регистр будет наблюдаться
искажение изображения. При значительной неэффективности пе-
реноса зарядов изображения точки будут уширяться, а их поло-
жение — смещаться; синусоидальные сигналы будут смещены по
фазе, а их амплитуда уменьшена по сравнению с амплитудой од-
нородного фонового излучения. Другими словами, прохождение
информационного сигнала через несовершенный ПЗС-регистр мо-
жет привести к ухудшению модуляционной передаточной функции
(МПФ) системы.
Влияние неэффективности переноса можно довольно хорошо
описать параметром неэффективности переноса е, определяемым
относительно изолированного зарядового пакета. При перемеще-
нии сигнального пакета, представляющего собой заряд неоснов-
ных носителей Qs, в следующую ячейку ПЗС заряд eQs приходит
с запаздыванием. Для формирователей изображения с непосред-
ственной связью, работающих в ждущем режиме, в которых изоб-
ражение считывается посредством переноса заряда вдоль ПЗС-
регистра, ухудшение МПФ в направлении переноса, обусловлен-
ное конечным значением 8Пп, можно вычислить из выражения
МПФ = ехр [ — п& (1 —cos л f/fn)], (6.12)
где п — число элементарных переносов в процессе считывания и
///п — отношение рассматриваемой пространственной частоты изо-
бражения к частоте Найквиста самого ПЗС-регистра переноса (в
190
области fn = fc/2, где fc — тактовая частота) [6.5]. Выражение
(6.12) для /7/п=1/2 и f = fn графически представлено на рис. 6.5.
При чересстрочной развертке это выражение следует уточнить,
поскольку в этом случае пространственная частота в ПЗС-регист-
ре не всегда эквивалентна пространственной частоте изображения.
Рис. 6.5. Зависимости модуляци-
онной передаточной функции дву-
мерной матрицы (без чересстроч-
ной развертки) от We, где N —
полное число элементарных пе-
реносов, а е — неэффективность
переноса на элементарный пе-
ренос.
Кривые приведены для различных про-
странственных частот (/п — частота
Найквиста /с/2) и разных конфигура-
ций матриц. Сплошные кривые соответ-
ствуют матрице, работающей в жду-
щем режиме, штриховые —- матрице с
последовательно-параллельным скани-
рованием в режиме ВЗН
Так как обычно систем!а изображения с ПЗС должна работать
при пе^-0,1, то для распространенных устройств на основе ПЗС
с телевизионным стандартом необходимо обеспечить неэффектив-
ность переноса не более чем 10-4. В то же время в ПЗИ исполь-
зуется только один перенос и поэтому такие низкие значения е
не нужны. Конечно, как в ПЗС, так и в ПЗИ, МПФ является
функцией накопления и выборки матричных фотоприемников, а
для некоторых конструкций, расположенных в фокальной плос-
кости, ухудшается также из-за диффузии носителей в материале
фотоприемника.
Неэффективность переноса в ПЗС на низких тактовых часто-
тах не зависит от тактовой частоты из-за захвата неосновных
носителей граничными состояниями (для приборов с поверхностным
каналом), тогда как на высоких тактовых частотах неэффектив-
ность переноса увеличивается с ростом тактовой частоты вслед-
ствие уменьшения доли переносимых свободных носителей. Влия-
ние захвата носителей поверхностными состояниями на импульсы
в ПЗС-регистре очень сложное вследствие того, что неосновные
носители заряда заполняют граничные состояния почти мгновен-
но, а возбуждаются из ловушек значительно медленнее. Если
предположить, что плотность поверхностных состояний Nss на еди-
ницу площади и единицу энергии не зависит от энергии, а сече-
ние захвата постоянно и равно о, то среднее число носителей, воз-
бужденных к моменту времени t с единицы площади из ловушек,
заполненных ,в момент (Времени / = 0, может быть записано в виде
[6.6]
N(t) = kT N„ln(aVTNrt), (6.13)
где Vt — средняя тепловая скорость носителей заряда, Nc — эф-
фективная плотность состояний в рассматриваемой зоне. Это вы-
191
ражение справедливо при (аУт^с)-1^^Стть, где хтъ — постоян-
ная времени возбуждения с поверхностных состояний (для крем-
ния ~10-3с). Число носителей, уходящих за единичный перенос
из первого после пустого пакета с единицы поверхности с учетом
повторного возбуждения в течение времени 1/(р/с), равно
Ne = N (2//с-l/pfc)-W = kTNsa In (2 p-1), (6.14)
где p — число тактов в тактовом процессе. Поэтому при малых
потерях заряда неэффективность переноса можно аппроксимиро-
вать следующим выражением:
kTN™ 1п 2)’ <6Л5)
Чз Чз
где А — площадь поверхности, с которой заряды могут повторно
возвращаться в яму.
Очевидно, что влияние поверхностных состояний более значи-
тельно при переносе малого заряда, однако даже при большом
сигнальном заряде (1012 электрон/см2) Nss должна иметь значе-
ние менее 1010эВ-см2 при е=10_‘|. Полезно использовать метод
постоянного фонового заряда или «жирный нуль». Прежде всего
«жирный нуль» обеспечивает непустое состояние ямы (обеспечи-
вает достаточную величину Qs в (6.15)). Для снижения влияния
поверхностных состояний при условии поддержания их заполнен-
ными требуется, чтобы плотность заряда «жирного нуля» Qso бы-
ла больше плотности поверхностных состояний (Qso/<]>NsskT).
К сожалению, так как занимаемая зарядом площадь ямы до не*
которой степени является его функцией, заряд «жирного нуля»
не может заполнить все состояния и некоторая доля граничных
состояний на поверхности ячейки еще будет приводить к неэф-
фективности переноса за счет захвата носителей на ловушки [6.7].
Очевидно, что более широкие каналы в ПЗС будут иметь ме«ь*
шие потери вследствие «краевого эффекта».
Использование «жирного нуля» будет способствовать увеличе-
нию эффективности переноса, однако электрический ввод «жир-
ного нуля» может вносить дополнительный источник временного
и геометрического шумов, зависящий от входного устройства.
В ИК-фотоприемниках, расположенных в фокальной плоскости,
«жирный нуль» часто автоматически обеспечивается однородным
фоновым излучением. Таким образом, автоматически уменьшает-
ся влияние граничных поверхностных состояний на неэффектив-
ность переноса в случае малоконтрастного изображения. Захват
на граничные состояния не влияет на эффективность переноса в
ПЗС со скрытым каналом. Захват на объемные дефекты играет
ту же роль, хотя плотность ловушек в объеме обычно меньше, чем
типичная плотность поверхностных состояний [6.3].
На высоких тактовых частотах (обычно свыше нескольких ме-
гагерц для кремниевых приборов) неэффективность переноса оп-
ределяется другими процессами. Для устранения барьеров и «кар-
манов» между ямами часто применяют перекрывающиеся элек-
192
троды; однако даже при исключении этих паразитных эффектов
на высоких частотах отсутствует достаточный промежуток време-
ни для переноса всего заряда вследствие самоиндуцированного
дрейфа, тепловой диффузии и наличия краевых полей. Для боль-
ших зарядовых пакетов перенос определяется самоиндукцирован-
ным дрейфом, вызванным электростатическим отталкиванием но-
сителей. Для промежутков времени, в течение которых форма рас-
пределения носителей остается постоянной, уменьшение заряда
может быть описано выражением
Q(t)lQ0=r0i(t + T0), (6.16)
где Qo — начальный заряд в пакете и
т0 = (2/л) (Р/р) (LWCOX/Q0). (6.17)
Здесь L — длина, a W — ширина ячейки, р — подвижность носи-
телей у поверхности [6.8]. Заметим, что то уменьшается с ростом
Qo и равно (4/n)L2/(p,Vc) при N = l/2Nmax- Для наполовину запол-
ненной ямы при L=10 мкм и Vg = 10 В в кремнии т~3-10-10с,
поэтому только из-за электростатического отталкивания е не мо-
жет быть меньше 10-4, если только /^>3мкс. Однако, когда N
меньше kTCOxlqi=Nmax(kTlqVG'), диффузионный ток 1=
=—feTpgradN превысит ток, обусловленный самоиндуцированным
дрейфом [6.9]. Диффузионный ток
/^(p^/V/C^gradJV. (6.18)
Перенос будет определяться тепловой диффузией и воздейст-
вием краевых полей, а оставшийся заряд будет спадать экспонен-
циально, т. е.
Q(O=Cse"//Xf, (6.19)
с конечной постоянной времени спада
~ ~ q (л« k Т tfq 4 Р) + р q Е^4 k Г, (6.20)
где Ci — параметр, принимающий значение от 1 до 2 при изме-
нении нормированной напряженности краевого поля от нуля до
оо [6.10]. При выводе этого выражения для конечной постоянной
времени предполагалось, что N=0 на краю ямы, поэтому, если
коэффициент тепловой диффузии стремится к нулю, оно непри-
менимо. Минимальная напряженность краевого поля для прибо-
ров с поверхностным каналом
EmV=— —-°*-(—Г—5—,~—Г (6.21)
тв 3 еох L? l(5F/L) +1 J ’ ' ’
где AV — разность потенциалов между соседними электродами и
W— ширина обедненной области [6.11]. Таким образом, краевое
поле может играть основную роль в переносе последней малой
доли сигнального заряда, если
Я ДУ %* (v^xi Y г5 >3kT- (6.22)
7—74
Сопоставление гиперболического спада (6.16) с конечным эк-
споненциальным (6.19) в соответствии с [6.1] приводит к выра-
жению для Сг:
C2 = Q0— exp , (6.23)
Т/ Tf
и если перенос осуществляется за время t, то
е = -^ exp . (6.24)
Т/ Т/
Таким образом, для в^10~4 минимальное время переноса
= т, In {104 (т0/т/) ехр [(ту—t0)/tz]}. (6.25)
Для почти заполненной ямы to<g.tf. В этом случае
tt = V [ 1 + In 104 (t0/tz)] = 5 • 10-7 с (6.26)
при т=3-10~10с и т/= 1,2-10~7 с. Это значение ту получено для
SiO2 на Si с ДУ=5 В, Л=10мкм, №/L = 0,3, d/£=0,01, Т=300К.
Поэтому процессы переноса свободного заряда ограничивают эф-
фективность переноса для тактовых частот свыше нескольких мега-
герц. Отметим сильную зависимость т/ от длины ячейки L. На
высоких тактовых частотах эффективно могут работать только
приборы с малой длиной ячеек и высокой подвижностью носите-
лей у поверхности. Так как краевые поля, возникающие в ПЗС
со скрытым каналом, большие по сравнению с полями в ПЗС с
поверхностным каналом, они уменьшают время нахождения но-
сителей под электродом. Следовательно, для создания быстродей-
ствующих приборов нужно применять скрытый канал [6.12].
Шумы. При конструировании ИК-формирователей изображе-
ния, в которых используется считывание с ПЗС, следует учиты-
вать различные источники шума. Помимо рассмотренного в § 6.1
геометрического шума (который может являться результатом про-
странственной неоднородности чувствительности), шума теплового
темнового тока и шума тактовой частоты, существуют шумы, выз-
ванные однородным фоновым излучением и однородной тепловой
генерацией, шум входного устройства, применяемого для ввода
сигнала в ПЗС, шум переноса сигнала в ПЗС и шум считывания
сигнала с ПЗС.
Предельные характеристики охлаждаемых фотоприемников ИК
излучения определяется дробовым шумом, который является ре-
зультатом флуктуаций потока фотонов фонового излучения.
В представляющем интерес спектральном диапазоне распределе-
ние фоновых фотонов подчиняется статистике Пуассона и стан-
дартное отклонение собираемых приемником фотоэлектронов в
Течение времени выборки равно корню квадратному из их числа.
Ддя отдельной фотоприемной ячейки с площадью А и квантовой
эффективностью т) спектр шума фототока определяется выраже-
нием Si = q4bX\A, где h — поток фотонов фонового излучения, па-
дающий на фотоприемную ячейку. Определяющие усиление про-
194
цессы, воздействующие на фотосигнал после сбора носителей, не
изменяют соотношение между стандартным отклонением и сред-
ним значением фотосигнала, но являются статистическими процес-
сами. Отложим обсуждение шумов на входе электронного тракта
до описания специальных фотоприемников, располагаемых в фо-
кальной плоскости, и сконцентрируем внимание на источниках
шумов, являющихся результатом переноса носителей в самом
ПЗС-регистре.
В отсутствие захвата носителей процесс переноса не является
источником шума даже при наличии флуктуации тактовых напря-
жений, поскольку ПЗС работает в режиме полного переноса за-
ряда и неэффективность переноса отсутствует. Если существует
неэффективность переноса, то возникает и дополнительный шум,
так как часть зарядов, отставших от предыдущего пакета, явля-
ется случайной переменной величиной. Поскольку заряд, добав-
ляемый в пакет, попадает в него из смежных пакетов, флуктуа-
ции строго коррелированы. При восстановлении аналоговых сиг-
налов, которые ограничены полосой частот ниже предела Найк-
виста fc/2, корреляция приводит к увеличению шумов на высоких
частотах и к подавлению шумов на низких частотах. Спектр шума
после п переносов описывается выражением
S (/) = 4 nf0 < A Q2> (1 -cos 2 л Ш (6.27)
где <AQ2> — среднеивадратическое значение флуктуаций для каж-
дого процесса переноса [6.13]. Если неэффективность переноса
определяется процессом переноса свободного заряда, то для дро-
бового шума можно использовать выражение [6.14]
<AQ2> = 78Q8. (6.28)
В случае преобладания захвата на ловушки доминирующим
источником шума будут флуктуации заряда на ловушках. Наи-
больший вклад в шум вносят состояния с постоянными времени
повторного возбуждения порядка времени переноса. Полагая, что
сечение захвата о и плотность поверхностных состояний Nss не
зависят от энергии, можно показать, что для захвата на поверх*
ностные состояния [6.4]
<А Q2> = ф k TANU In (2); (6.29)
это приближенно совпадает с результатом, полученным при под-
становке (6.15) в (6.28). Выражение (6.29) почти совпадает с
выражением для дробового шума носителей, генерируемых с по-
верхностных состояний в энергетической полосе шириной kT. При
комнатной температуре, А=200 мкм2 и Wss=2*10-10 см^эВ1
среднеквадратическое значение флуктуаций составляет примерно
36 электронов на единичный перенос, так что этот процесс может
быть важным источником шума при большом числе переносов.
Приборы со скрытым каналом имеют существенно меньший шум
переноса вследствие меньшего числа ловушек, которые могут взаи-
модействовать с сигналом ,[6.3, 6.15].
7* 195
При слабых сигналах в приборах со скрытым каналом, доста-
точно охлажденных для уменьшения тепловой генерации, основ-
ной шум часто связан с процессами считывания. Кроме инжекции
заряда в подложку существует два основных метода измерения
заряда пакета неосновных носителей в ПЗС-регистре. Первый ме-
тод состои'1 в переносе пакета к считывающему р-п диоду. Ток
затем может считываться токовым предусилителем, как показано
на рис. 6.6, а. Второй метод состоит в инжекции заряда под пла-
вающий затвор, напряжение на котором установлено равным опор-
ному, последующем измерении разности напряжений, вызываемой
переносимым зарядом на входе предусилителя с высоким полным
сопротивлением, как показано на рис. 6.6,6. Оба метода позволяют
проводить одновременное считывание с некоторых участков одного
и того же кристалла.
Рис. 6.6. Устройства считывания с ПЗС:
д —считывание с р-п диода в токовом режиме; Rf — сопротивление обратной
связи, В — фильтр нижних частот; б — считывание предусилителем с плаваю-
щим затвором в режиме напряжения; перед переносом сигнального заряда под
затвор G напряжение на затворе восстанавливается до значения VOn замыка-
нием и размыканием ключа Si
Преимуществом использования считывающего р-п диода с то-
ковым предусилителем является более широкий динамический ди-
апазон, так как диод малых размеров может обработать большой
заряд, а из-за отсутствия операции сброса не будет проявляться
feTC-шум. Такую схему трудно реализовать в интегральном испол-
нении, так как к фотоприемному узлу необходимо подключать вы-
сокоомное сопротивление обратной связи. Считывающий р-п диод
при обратном смещении можно также использовать со считыва-
ющим предусилителем напряжения. Такой метод (с использовани-
ем предусилителя с плавающим затвором) значительно проще
реализуется при интегральном исполнении схемы (на входе пред-
усилителя не требуется конденсатор). В этом случае для обра-
ботки максимальных сигналов площадь плавающего затвора или
перехода должна быть сравнима с размером потенциальной
ямы ПЗС. Оба метода считывания напряжения подвержены kTC-
шуму, причиной которого является сброс напряжения между вы-
борками через сопротивление с тепловым шумом. Однако kTC-
шум можно подавить с помощью двойной коррелированной вы-
борки [6.16]. Метод предусилителя с плавающим затвором поз-
196
воляет проводить неразрушающий процесс считывания, поскольку
тот же зарядовый пакет может обрабатываться многократно при
своем движении вдоль ПЗС-регистра, как в усложненном распре-
деленнохМ усилителе с плавающими затворами (РУПЗ) [6.17].
Повторное считывание в РУПЗ приводит к когерентному сум-
мированию сигнала и к некогерентному суммированию шума,
вследствие чего увеличивается отношение сигнал-шум пропорцио-
нально корню квадратному из числа каскадов.
При использовании предусилителя с плавающим затвором
сначала замыканием показанного на рис. 6.6,6 ключа Sj устанав-
ливают опорное напряжение Von на плавающем затворе. Затем
ключ размыкается и на затворе устанавливается напряжение, рав-
ное Von со стандартным отклонением V (2/3)^Г/С, где С — пол-
ная емкость между затвором и землей. Время корреляции этого
шума составляет RCf2, где R — полное сопротивление затвора от-
носительно земли при разомкнутом ключе. Обычно это время
больше, чем время считывания зарядового пакета. Перенос заря-
да неосновных носителей Qs под плавающий затвор приводит к
изменению напряжения на нем:
Д V= Qs/[Cd + (С2 + сз) (1 + CD/COX)]. (6.30)
Емкость обедненного слоя Ср обычно меньше емкости окисла
Сох и внешней емкости, поэтому приближенно
AV^Qs/(C2 + C3), (6.31)
Рис. 6.7. Схема двойной коррелированной выборки
При замыкании и последующем размыкании ключа сброса на входе предусилителя устанав-
ливается напряжение Уоп, а на выходе — нуль. Затем происходит перенос заряда и считы-
вание выходного напряжения. При таком подходе на выходе измеряется только изменение
напряжения, вызываемое процессом переноса зарядов. Напряжение feTC-шума, обусловлен-
ное операцией сброса, на выход не передается
197
где С2 + С3 — сумма паразитной емкости и емкости предусилителя.
В однокаскадном предусилителе (не РУПЗ), в котором наблюда-
ется ЛГС-шум, минимальный обнаруживаемый сигнал
Qs min = V(2/3)kT(Ct+C9), (6.32)
что при С2 + С3=0,3 пФ и Т=77К приводит к минимальному об-
наружимому размеру пакета в 91 электрон. Без РУПЗ необходимо
использовать подавляющую ЛГС-шум двойную коррелированную
выборку для обнаружения сигналов, меньше указанного. При осу-
ществлении двойной коррелированной выборки в соответствии с
рис. 6.7 измеряют разность напряжений на плавающем затворе
до и после переноса заряда. Благодаря продолжительному време-
ни корреляции ЛГС-шум исключается.
При двойной коррелированной выборке предельный шум счи-
тывания на частотах порядка мегагерц будет эквивалентен вход-
ному шуму первого полевого транзистора предусилителя. Прене-
брегая шумом типа 1/f, среднее квадратическое значение напря-
жения шума до какой-либо выборки и синхронизации можно запи-
сать как /пВ1/2, где В — ширина полосы на выходе предусилите-
ля. Учитывая различные операции, которые должны быть выпол-
нены в течение тактового периода с двойной коррелированной вы-
боркой, В должна быть достаточно большой для пропускания
сигнала в заданное время без ослабления. При двойной корре-
лированной выборке минимальный обнаружимый сигнал
Qsmln~ V2 VnB^ (C2+Cs). (6.33)
где множитель J/Т отражает тот факт, что для подавления kTC-
шума использованы две выборки. Это выражение приближенно
справедливо при считывании токовым предусилителем с диффу-
зионной области, если включить в С2 диффузионную емкость и
использовать достаточно большое сопротивление обратной связи.
В мегагерцевом диапазоне частот Vn обусловлено тепловым
шумом в канале полевого транзистора и может быть выражено
формулой
Vn=/(8/3)&77gm, (6.34)
где gm — крутизна полевого транзистора.
Для полевого МОП-транзистора с затвором шириной W и дли-
ной L в области насыщения тока
gm=(W/L)nCex(Va~VT'), (6.35)
где при обычных условиях работы МОП-транзистора напряжение
на затворе Vg>Vt’ [6.18]. Vt- примерно соответствует порогово-
му напряжению. Большую часть емкости предусилителя Сз со-
ставляет WLCox, поэтому можно записать
гт = (нСз/Ь2)(И0-Уг,). (6.36)
Из выражения (6.33) видно, что при отсутствии ограничений
на площадь прибора и устранении шума типа 1/f желательно
198
увеличивать ширину затвора МОП-транзистора до тех пор, пока
Сз не станет равной С2. В этом случае в емкость С2 входит ем-
кость ключа Si. При С3=С2 минимальный обнаружимый заряд
(6.37)
Для малых значений С2 (меньше 1 пФ) Vg определяется нап-
ряжением пробоя окисла, тогда как для больших значений (слу-
чай обычного фотоприемника) —ограничениями на рассеиваемую
мощность. Из уравнения (6.37) следует, что для Vg = 8 В, длины
затвора МОП-транзистора L=8 мкм, подвижности в канале р,=
=400 см2/В-с, С2 = 0,3 пФ, Т = 77 К и В=1 МГц минимальный
обнаружимый заряд будет очень близок к заряду одного элек-
трона. При выводе (6.37) мы пренебрегли шумом типа 1/f. Од-
нако двойная коррелированная выборка способствует подавлению
этого шума в предусилителе. Так как шум между двумя выбор-
ками не коррелирован, то он не будет зарегистрирован на выходе
[6.16]. Столь малых значений минимального обнаружимото за-
ряда еще не наблюдали, вероятно, из-за тактовых помех, однако
эти расчеты указывают на возможность реализации очень малого
шума при подавлении ЛТС-шума.
Во всех случаях желательно иметь малую емкость фотоприем-
ного узла. В этом заключается преимущество ПЗС и предуси-
лителей, выполненных по интегральной технологии на одной под-
ложке. Тогда С2 может иметь порядок 0,1...0,2 пф. Как будет
показано ниже, при использовании ПЗИ емкость электрода счи-
тывания возрастает. При большей емкости фотоприемного узла
становится важным ограничение на рассеиваемую мощность пред-
усилителя, особенно при криогенных температурах, когда исполь-
зуется большое число предусилителей (как это часто встречается
в ИК-системах формирования изображения).
6.3. ВРЕМЕННАЯ ЗАДЕРЖКА И НАКОПЛЕНИЕ.
ИНФРАКРАСНЫЕ ПЗИ
Как было показано в § 6.1, из-за малого контраста изображе-
ния в ИК диапазоне в тепловых системах формирования изобра-
жения приходится использовать некоторые виды механического
сканирования. Наиболее простой метод механического сканиро-
вания большого числа приемников состоит в применении много-
канальной системы с последовательно-параллельным сканирова-
нием и использовании режима временной задержки и накопления,
как показано на рис. 6.1,в. Суть функции ВЗН заключается в
накоплении и суммировании сигналов от всех элементов, т. е. в
преобразовании каждой строки приемника (канал ВЗИ) в еди-
ный суперприемник. Если задержка считывания элементов строки
•согласована со скоростью сканирования, то заряд, генерируемый
излучением одной и той же точки изображения, будет суммиро-
ваться. Поэтому задержка между приемниками должна быть ре-
199
гулируемой, чтобы время задержки совпадало с временем скани-
рования пространства от центра одного приемника до центра
другого. Благодаря процессу ВЗН на выходе идеального канала
ВЗН, состоящего из м элементов, сигнал возрастет в М раз, тог-
да как шум от каждого приемника будет складываться некоге-
рентно и среднее квадратическое значение шумов возрастет в
V М раз. Если процесс ВЗН не вносит дополнительною шума,
отношение сигнал-шум на выходе регистра с ВЗН будет увели-
чиваться в У Л1 раз по сравнению с его значением для отдель-
ного приемника.
В соответствии си структурой изображения при механическом
сканировании на приемник будет попадать изменяющийся во
времени сигнал. При одинаковом числе операций разложения и при
отсутствии деления фотоприемника в фокальной плоскости на сег-
менты .максимальные частоты сигналов систем с последовательно-
параллельным сканированием и ВЗН и систем с параллельным
сканированием будут совпадать. При времени кадра 1/30 с и раз-
решением, сравнимом с телевизионным, максимальная частота
сигнала будет лежать в диапазоне 20...30 кГц при чересстрочном
сканировании. Тактовые частоты должны быть порядка 50 кГц.
Для многих применений важно получить предельно большое от-
ношение сигнал-шум на максимальной частоте сигнала. Так как
в режиме ВЗН отношение сигнал-шум будет возрастать только
как корень квадратный из числа приемников, то при увеличении
их числа важно сохранить режим ОФ.
Так как ПЗС-регистр представляет собой дискретную анало-
говую линию задержки, то режим ВЗН легко осуществить с его
помощью. При синхронизации тактовой частоты с частотой ска-
нирования можно получить когерентное сложение сигналов. Су-
ществуют две основные конструкции ПЗС-регистров, которые при-
ведены на рис. 6.8. В первой конструкции материал ПЗС является
чувствительным к ПК излучению и заряды накапливаются >в са-
мом ПЗС-регистре. Фильтр высокой частоты, подавляющий одно-
родный фоновый сигнал, поставлен после регистра, выполняю-
щего функцию ВЗН. Для реализации конструкции необходимо
освещение чувствительного элемента с тыльной стороны или ис-
пользование прозрачных электродов. Так как генерированные фо-
тоизлучением неосновные носители заряда могут собираться в
результате диффузий вдоль поверхности отдельных потенциаль-
ных ям ПЗС с площади, превышающей размер ямы, то эффек-
тивный размер приемника определяется расстоянием (Л\ на рис.
6.8) между центрами чувствительных элементов.
Из-за конечного размера приемника, дискретной природы пе-
реносимого заряда и нарушений синхронизации между тактовой
частотой и скоростью сканирования будет наблюдаться деграда-
ция МПФ [6.19]. Эти виды деградации особенно неприятны, так
как они воздействуют на сигнал без фильтрации дробового шума,
поскольку он возникает при однородном фоновом излучении. Не-
200
эффективность переноса в регистре ВЗН может привести к до-
полнительной деградации МИФ вследствие того, что МДП-техно-
логия для материалов, чувствительных к ИК излучению, недоста-
точно отработана [€.20] (см. рис. 6.5). Неэффективность переноса
будет уменьшать коэффициент усиления регистра в ВЗН, что осо-
Направление сканирования
мультиплицирование
мультиплицирование
а)
Рис 6.8. Применение ПЗС-pei петров в режиме ВЗН:
a — ПЗС-регистр, чувствительный к ИК излучению (монолитная матрица в
фокальной плоскости с фотогенерацией в регистре); б — параллельный перенос
заряда методом прямой инжекции в кремниевый считывающий ПЗС-регистр;
гибридное 'сполнение с ИК-фотодиодами илн интегральное исполнение с крем-
ниевыми примесными ИК'фоторезисторами
бенно существенно для более длинных регистров. В работе [6.21]
показана возможность реализации ПЗС на InSb, но полученная
эффективность переноса была невысокой.
В спектральном диапазоне 3...5 мкм наиболее серьезным пре-
пятствием для достижения режима ОФ в инфракрасном ПЗС-ре-
гистре с ВЗН, по-видимому, являются шумы, связанные с захва-
том носителей на поверхностные состояния [см. (6.27) и (6.23)];
201
Они могут легко превысить фоновый дробовой шум на тактовых
частотах, представляющих интерес для тепловидения. В спек-
тральном диапазоне 8... 12 мкм проще обеспечить преобладание
фонового дробового шума над шумом, вызванным захватом на
граничные состояния, но важной проблемой будет вызываемое
большим фоновым излучением насыщение в направлении конца
регистра с ВЗН. Насыщение наступает всякий раз, когда
П lb > (fc Сох V6/q М) (А/А^щ), (6.38)
где 1ь — поток фонового излучения в фокальной плоскости, фо-
тон/см2-с; Л/Лобщ — отношение площади ячейки к площади сбора.
При характерных для слоя SiO2 на кремнии значениях C0XVg/^»
т] = 0,5, /с=50 кГц и Л/ЛОбщ=0,25 насыщение будет наблюдаться
при
45 • 101в/Л1 фотон/см2 - с. (6.39)
Для сравнения рассмотрим распространенную «следящую» си-
стему, которая работает без механического сканирования. В та-
кой системе насыщение происходит при
С V
Т)4>-^(Л/Лоб1ц), (6.40)
V?
где if — время кадра. Для времени кадра, равного 1/30 с, насы-
щение происходит при потоке фонового излучения более 3-1012 фо-
тон/см2-с. В «следящих» системах одним из возможных методов
решения проблемы насыщения является использование более ко-
роткого времени кадра и малоинерционного сканирования. При
сохранении режима ОФ более короткое время кадра можно ис-
пользовать без каких-либо осложнений, так как в тепловизион-
ных системах, работающих в реальном масштабе времени, в ко-
нечном счете все определяется временем интегрирования глазом
изображения на дисплее. Однако обычно в «следящих» системах
проблемы насыщения более серьезны. Для твердых растворов,
чувствительных к ИК излучению, максимальные значения VgCox
несколько меньше.
6.4. ПРЯМАЯ ИНЖЕКЦИЯ. ГИБРИДНЫЕ МАТРИЦЫ
И МАТРИЦЫ ИЗ ПРИМЕСНОГО КРЕМНИЯ
Во втором методе применения ПЗС в режиме ВЗН в системах
с механическим сканированием входные сигналы с ИК-фотоприем-
ников (например, InSb фотодиоды, которые могут работать при
77 К) подаются в обычный кремниевый ПЗС-регистр, как показа-
но справа на рис. 6.8. Этот метод имеет следующее преимуще-
ство. Для его реализации не требуется создание ПЗС из материа-
ла, чувствительного к ИК излучению, поэтому он может быть
использован с различными типами ИК-приемников. Обычно при-
меняется гибридная структура в виде «сэндвича» с соединениями
между каждым отдельным приемником и кремниевым ПЗС-реги-
202
Прозрачные электроды
L i Примесный фоторезистор
Тыльный контакт
стром с ВЗН [6.22], но можно изготовить фоторезисторы из при-
месного кремния в интегральном исполнении с материалом для
ПЗС, который выращивается методом эпитаксии на материале;
чувствительном к ИК излучению (рис. 6.9) [6.23—6.25]. Этим ме-
Рис, 6.9, Структура интегрального
ИК-фотоприемника, располагаемого
в фокальной плоскости, на основе
кремниевых примесных фоторезисто-
ров.
Материал для ПЗС может быть выращен
методом эпитаксии на материале ИК-при-
емника. Применяется продольное смещение
приемника, где Li — межэлектродное рас-
стояние для фоторезистора
тодом наиболее просто осуществить непосредственную связь меж-
ду фотоприемниками и ПЗС-регистром, а низкочастотные состав-
ляющие сигнала подавить на выходе канала ВЗН. Однако, в
принципе, можно использовать связь между приемником и реги-
стром с ВЗН по переменной составляющей и тем самым достичь
значительного увеличения динамического диапазона при работе
в спектральной области 8...12 мкм, если вся постоянная состав-
ляющая фототока, обусловленная однородным фоновым излуче-
нием, инжектируется в ПЗС-регистр.
Для приемников с высоким сопротивлением, таких как фото-
диоды на InSb или примесные фоторезисторы, может быть ис-
пользован довольно простой входной элемент (прямая инжекция)'
для заполнения потенциальных ям ПЗС носителями, создаваемы-
ми сигналом и фоновым излучением; однако для фоторезисторов
с собственной фотопроводимостью необходимы буферные предуси-
лители. Низкое сопротивление этих фоторезисторов не управляет-
ся фоновым излучением и большая часть тока смещения не яв-
ляется фототоком. Поэтому для того, чтобы избежать насыщения,
большая часть тока смещения должна шунтироваться нагрузоч-
ным сопротивлением и предусилителем напряжения, которые вклю-
чены между приемником и входом ПЗС. Если буферные предуси-
лители располагаются в том же кристалле, то каждый предусили-
тель рассеивает мощность более 1 мВт. Поэтому, если желательно
повысить плотность упаковки (увеличить число приемников в си-
стеме), следует использовать приемники с высоким сопротивле-
нием.
Если предусилители не используются, то в системах диапазо-
на 3...5 мкм при тактовых частотах ВЗН более 10 кГц шум, обус-
ловленный захватом на поверхностные состояния, все-таки яв-
ляется проблемой; однако для решения этой проблемы можно
применять приборы со скрытым каналом, так как ПЗС можно
изготовить из кремния. В любом случае обычно применяют рас-
ширяющийся регистр для ВЗН, как показано на рис. 6.8, для
обеспечения постоянного заряда «жирного нуля» от фонового из-
лучения. Для гибридных структур ширина потенциальной ямы
203
ПЗС непосредственно не связана с площадью фоточувствительного
элемента, поэтому решение проблемы насыщения можно облег-
чить, применяя расширяющийся регистр. Однако это увеличит
требования к разделению каналов ВЗН, усложнит топологию фо-
кальной плоскости, поскольку в этом случае необходима черес-
строчная развертка.
Применение гибридной конструкции расширяет возможность
выбора типа фотоприемника из-за уменьшения плотности упаков-
ки и упрощения проблеем, связанных с вводом фотосигнала в ПЗС.
Фототок сначала интегрируется и затем периодически инжекти-
руется в ПЗС, который осуществляет выборку сигнала в направ-
лении сканирования. Модуляционная передаточная функция всей
системы в направлении сканирования ухудшается, во-первых, из-за
конечной апертуры приемника, во-вторых, из-за операции выбор-
ки. Проблема выборки в гибридных системах аналогична пробле-
ме считывания в фоточувствигельных ПЗС, которая уже обсуж-
далась. Если скорость выборки не согласована со скоростью ска-
нирования, то характеристики в режиме ОФ будут ухудшаться,
так как влияние усреднения МПФ по фазе ограниченной выборки
проявляется только в сигнале и не проявляется в шуме. Для по-
вышения скорости выборки необходимо увеличение числа бит
ПЗС на фоточувствительный элемент.
Метод ввода сигнала, называемый прямой инжекцией, иллюст-
рирует рис. 6.10. Анод приемника соединен с диффузионной об-
ластью с проводимостью р-типа. VG поддерживается на фиксиро-
Рис, 6.10, Входная ПЗС-структура с прямой инжекцией, иллюстрирующая
связь между ИК-фотоприемником и входной диффузионной областью.
Заряд собирается в потенциальной яме под VD и затем переносится ПЗС-регистром (кото-
рый расположен перпендикулярно плоскости рисунка) при изменении напряжения на элек-
тродах (р. На левом рисунке показана эквивалентная схема по переменному току. Ток с вы-
хода схемы поступает в ПЗС-регистр
ванном уровне для создания обеднения около входной диффузион-
ной области, тогда как Vd — отрицательный потенциал, больший
по абсолютной величине, что необходимо для создания потен-
циальной ямы, где могут собираться фотоносители. После завер-
шения* периода интегрирования ts накопленный заряд при изме-
нении ф вводится в ПЗС-регистр с ВЗН. Затем заряд переносится
204
вдоль регистра ВЗН и цикл повторяется при следующем пёриоде
интегрирования.
Входной элемент анализировался в работах [6.22, 6.26, 6.27].
Эквивалентная схема по переменному току показана на рис. 6.10.
Структуру входа с прямой инжекцией удобно анализировать как
полевой транзистор с заземленным затвором, где входная область
р+, создаваемая диффузией, может рассматриваться как исток,
Vg — как затвор, а потенциальная яма под Vd — как виртуальный
сток. Напряжение «затвор — исток» фиксировано, и ток является
функцией напряжения истока относительно затвора. Для схемы,
приведенной на рис. 6.10, постоянный ток «исток — сток» опреде-
ляется падающим на приемник фоновым излучением.
Принципиальная трудность при использовании этого входного
элемента состоит в том, что поскольку gm конечно, то между
приемником и ПЗС-регистром существует большое эффективное
последовательное сопротивление. На высоких частотах емкость С
будет шунтировать фототок и тепловой шум канала эквивалент-
ного полевого МДП-транзистора может превысить дробовой шум,
вызываемый однородным фоновым излучением. Без специальных
мер предосторожности для приборов с таким входным элемен-
том несколько проблематично получение 'режима ОФ в спектраль-
ном диапазоне 3...5 мкм для представляющих интерес частот ска-
нирования. Если сопротивление между точкой S и «землей» до-
вольно большое, то для схемы, показанной на рис. 6.10, макси-
мальная частота сигнала, при которой прибор будет работать в
режиме ОФ, ограничена:
/*= NBgm , (6.41)
2яСУ(8/3)^Т
где NB — число фотоэлектронов, собираемых фотодиодом в секун-
ду. Тогда как gm зависит от постоянного тока, протекающего че-
рез заземленный затвор полевого МДП-транзистора, то при низ-
ком уровне фонового излучения выгодно иметь крайне низкий уро-
вень шумов постоянного тока I для увеличения gm и частоты f*.
При токах менее 4-1010 А полевой МДП-транзистор будет рабо-
тать в режиме слабой инверсии и gm=gI/2kT [6.22, 6.28, 6.29].
Для фотоприемников спектрального диапазона 8...12 мкм пробле-
мы получения высокого значения частоты f не существует, если
только емкость приемника не является необычно большой, как,
например, в фотодиодах из РЬ1-ж5пжТе.
Применение примесных фоторезисторов с прямой инжекцией
имеет то преимущество, что коэффициент усиления фоторезистора
по постоянному току может увеличить I и, следовательно, gm
МОП-транзистора, но насыщение коэффициента усиления вслед-
ствие вытягивания носителей будет ограничивать коэффициент
усиления по переменному току значением 1/2 на близких к f* час-
тотах [6.30]. Емкость С примесного фоторезистора может быть
на порядок ниже емкости фотодиода, что приведет к увеличению
205
f*. Оптическую взаимосвязь в примесном фоторезисторе нужно
рассматривать при толщинах приемника, необходимых для обес-
печения приемлемой квантовой эффективности, и даже для спек-
тральной области 3...5 мкм рабочая температура должна быть ни-
же 50 К.
Несмотря на существующие трудности ввода сигнала в ПЗС-
регистр, преимуществом всех методов ввода с режимом ВЗН до
предварительного усиления является усиление сигнала регистра
с ВЗН (УНГ при фоновом шуме), что позволяет наиболее легко
получить режим ОФ на выходе предусилителя с ВЗН.
6.5. РЕЖИМ АККУМУЛЯЦИИ. ПРИМЕСНЫЙ КРЕМНИИ
Так как при криогенных температурах кремний с примесной
фотопроводимостью обладает высоким сопротивлением, его можно
использовать в качестве подложки для ПЗС, работающего в ре-
жиме аккумуляции, как показано на рис. 6.11. В режиме аккуму-
ляции на затворы МДП-
структуры подается такое
смещение, при котором ос-
новные носители накаплива-
ются и переносятся вдоль
Рис. 6.11. Распределение потен-
циалов электронов как функция
расстояния от поверхности для
МДП-структуры ПЗС в режиме
аккумуляции с использованием
примесного фоторезистора с про-
водимостью n-типа. Отметим, что
электрическое поле распространя-
ется вплоть до тыльного кон-
такта
Тыльный
контакт
границы раздела «изолятор — полупроводник». Под затворами
формируются локальные потенциальные ямы; однако динамика
процесса переноса существенно отличается от работы приборов в
режиме инверсии, так как в режиме аккумуляции электрическое
поле, в котором осуществляется перенос, распространяется вплоть
до тыльного контакта в отличие от режима инверсии, при котором
оно ограничено обедненной областью.
Вообще говоря, структуры с режимом аккумуляции образуют
/?С-схему. При криогенных температурах сопротивление примес-
ного кремния зависит от освещения. Поэтому ток, текущий от
тыльного контакта к границе раздела «изолятор — полупровод-
ник», зависит от интенсивности ИК излучения, падающего на дан-
ный участок прибора. Если у тыльного контакта не происходит
накопление носителей, то время нарастания сигнала в области ак-
кумуляции соответствует р/С0Ж, где р — удельное сопротивление
кремниевой подложки, t — толщина, а Сох— емкость на единицу
206
площади изолятора. Так как заряд, который аккумулируется у
поверхности, должен быть удален до подачи напряжения на изо*
лятор, в регистре с ВЗН будет наблюдаться насыщение, если
р<(Л4/^/Созс)(Л/Лоб1Ц). (6.42)
При низких температурах и толщине подложки, достаточной
для поглощения основной части ИК излучения, можно оценить
удельное сопротивление из выражения
р = (<7 р,т/(, т]//)-1, (6.43)
где т — время рекомбинации основных носителей, а ц— их под-
вижность. В этом случае насыщение будет наблюдаться, если
n h > (/2 fc Сох/М q ЦТ) (Л/Лобщ). (6.44)
Несмотря на то, что ИК-приборы, работающие в режиме акку-
муляции, кажутся очень простыми, достигнутая эффективность
переноса составила только е = 0,01 [6.31]. Обычно для работы при-
бора этого недостаточно. Предполагается, что приборы в режиме
аккумуляции, можно использовать только в конфигурациях типа
ПЗИ, где не требуется хорошая эффективность переноса. Для
применения примесного кремния в ИК диапазоне необходима тем-
пература ниже 77 К.
6.6. ПРИБОРЫ С ИНЖЕКЦИЕЙ ЗАРЯДА,
ЧУВСТВИТЕЛЬНЫЕ В ИК ДИАПАЗОНЕ
Наиболее простым типом МДП-фотоприемника, изготавливае-
мого из материала, чувствительного к ИК излучению, является
МДП-конденсатор с прозрачным электродом или прибор с инжек-
цией заряда (ПЗИ). При работе ПЗИ в режиме инверсии неос-
новные носители генерируются излучением вблизи поверхности и
собираются на границе раздела полупроводник—диэлектрик в изо-
лированной потенциальной яме, образованной приложением сме-
щения к расположенным на поверхности электродам. По оконча-
нии времени накопления локализованный заряд считывается при
«схлопывании» ям и неосновные носители инжектируются в объем,
где рекомбинируют с основными носителями. После рекомбина-
ции ямы восстанавливаются и снова начинается процесс накоп-
ления. В ПЗИ заряд основных носителей не переносится вдоль
поверхности, а считывается под воздействием напряжений на
ху-шинах считывания. В низкоомных линиях считывания скорость
считывания с ПЗИ ограничена скоростью рекомбинации неоснов-
ных носителей после инжекции до восстановления ямы.
Собранный заряд может считываться с помощью интегриро-
вания тока подложки в процессе инжекции в подложку или с по-
мощью управления напряжениями на электродах. Для опроса фо-
топриемных узлов двумерной матрицы применяется единичная
ячейка с двумя смежными потенциальными ямами, один электрод
ячейки соединен с шиной строки, другой — с шиной столбца. Из-
207
VGy
1и,
меняя напряжения на этих х- и г/-шинах считывания, как показа1-
но на рис. 6.12, можно сдвигать заряд от одного электрода к дру-
гому и инжектировать его в подложку. Сигнал можно считы-
вать, сравнивая напряжения на шине столбца до и после пере-
носа (неразрушающее считывание) или сравнивая напряжение
на шине столбца до и после
импульса инжекции, поданно-
го на шину столбца [6.32].
Конструкция электродов от-
дельной ячейки с двумя потен-
циальными ямами, как показа-
но на рис. 6.13, предусматрива-
ет применение внешних по от-
ношению к кристаллу ПЗИ ска-
Окисел
нирующих горизонтального и
вертикального регистров для
опроса отдельной ячейки. Та-
ким образом, для матрицы ПЗИ
с числом элементов тХп по-
требуется tn+n соединений с
материалом, чувствительным к
ИК излучению. Поскольку
ПЗИ работает с ху-адресаци-
ей, возможен произвольный
опрос любой отдельной ячейки.
Это невозможно в ПЗС, в ко-
торых производится последо-
вательный опрос.
Можно применять больше
одного предусилителя на один
кристалл ПЗИ. При использо-
вании нескольких предусилите-
лей, соединенных со столбцовы-
л-тип
а)
Рис. 6.12. Ячейка двумерной матрицы
ПЗИ с двумя смежными потенциаль-
ными ямами, иллюстрирующая после-
довательность считывания и инжекции
Электрод Vqx присоединен к х-шине строки,
а электрод — к D-шине столбца. Для счи-
тывания шина столбца может быть соединена
с предусилителем. Заметим, что площадь под
VG может быть меньше половины плошади
ячейки
ми шинами, одновременно мо-
гут быть опрошены разные
столбцы одного и того же кри-
сталла. Во всех двумерных ма-
трицах фотоприемных ячеек
ПЗИ считывающая шина
свя ана со всем столбцом приемников. Поэтому емкость на входе
предусилителя будет больше, чем в ПЗС, где к предусилителю
подключена только одна яма. Чтобы избежать насыщения, в сле-
дящих системах при большом фоновом излучении и большом вре-
мени сбора применяют симметричные ячейки. Когда процесс пе-
реноса приводит к переполнению считываемой ячейки, происходит
насыщение. С другой стороны, при сканировании ПЗИ для умень-
шения емкости столбца можно использовать асимметричные ячей-,
ки (как показано на'рис. 6.12), поэтому площадь электрода под
шиной считывания может быть меньше половины фоточувстви-
208
Задающее^ н
ин жекционное^’’
устройство
Горизонтальный ре-| J
гистр сканирования! 1
Иоп
4 £П редусилитель
||—Сброс
6.13. Двумерная матрица ПЗИ с
Рис.
ячейками, содержащими две смежные
потенциальные ямы.
Регистр горизонтального сканирования управ-
ляет коммутацией выборки, для обеспечения
инжекции заряда напряжение подается через
конденсатор на инжекционное задающее уст-
ройство. Матрицу ПЗИ можно опрашивать в
любой требуемой последовательности, оперируя
напряжениями питания регистров сканирования
дельности площади. При используемом на практике числе фото*
чувствительных ячеек с асимметричной конструцией будет доми-
нировать паразитная емкость, не связанная с фоточувствителыгой
площадью. Поэтому для получения низких шумов 'необходимо
тщательно контролировать перекрестные емкости шин и емкости
межсоединений. Даже при тщательно разработанной конструкции
трудно достичь емкости столбца менее нескольких пикофарад, что
превышает «емкость считы-
вания» в ПЗС; однако, так
как при считывании необхо-
дим только один перенос,
высокая эффективность пе-
реноса не требуется. Для
спектрального диапазона
3...5 мкм разработаны дву-
мерные матрицы ПЗИ на
InSb, которые могут рабо-
тать при температурах выше
77 К [6.33].
Конечно, для ждущего ре-
жима достаточно просто ис-
пользовать большие двумер-
ные матрицы ПЗИ сху-адре-
сацией. В этом случае время
накопления зарядов или ин-
тегрирования для каждой
ячейки соответствует време-
ни кадра формирователя изо-
бражения. Из-за неоднородности чувствительности ячеек (вероятно,
выше 1%) в следящих устройствах будет проявляться геометриче-
ский шум, который взаимодействует с сигналом от малоконтрастно-
го ИК изображения. В случае малоконтрастных изображений пред-
почтительно использовать двумерные матрицы ПЗИ малого фор-
мата в последовательно-параллельном режиме сканирования. При
этом за время смещения изображения на один элемент ПЗИ часть
матрицы опрашивается через предусилитель более одного раза
ПЗС-процессором обработки сигнала с ВЗН (который можно
изготовить из кремния) [6.27]. Для обеспечения связи по пере-
менной составляющей в процессоре заряды интегрируются вместе,
обеспечивая функцию ВЗН, и затем сигналы с элементов строки
изображения пропускаются через устраняющий фон фильтр верх-
них частот. Хотя отсечку определенной части постоянной состав-
ляющей можно обеспечивать с помощью предусилителя, чтобы
избежать насыщения в процессоре, требуемая связь по перемен-
ной составляющей не может быть выполнена до ВЗН, так как в
Предусилителе последовательные выборки несут информацию от
разных приемников.
Реализация последовательно-параллельного сканирования ПЗИ
показана на рис. 6.14. В этом случае использован один предусич
209
литель на модуль ПЗИ. Для пропускания считанного со столбца
ПЗИ сигнала через предусилитель процессора обработки сигнала
применено х//-считывание сигнала в режиме предварительного
мультиплексирования. Затем пакеты ИК сигналов демультиплек-
сируются в ПЗС-процессоре с ВЗН, так что зарядовая картина
ПЗС, чувствительного к ИК излучению, повторно возникает в про-
цессоре с ВЗН. Как показано на рис. 6.15, зарядовые картины
’ Модуль ПЗИ из InSb
(обнаружение)
16—
Видеосигнал
Рис. 6.14. Последовательно-параллельное сканирование ПЗИ на основе InSt>
(ИК-тепловизор или система поиска).
Фоточувствительные модули ИК-ПЗИ полностью опрашиваются через предусилитель более
одного раза за время Td. Функция ВЗН выполняется процессором, а затем переменные со-
ставляющие отдельных строк изображения мультиплицируются. Из фоточувствительного ма-
териала изготовлен только сам модуль ПЗИ. Кремниевый процессор обработки сигнала вы-
полняет функции демультиплексирования, ВЗН, устранения фона, связи по переменной со-
ставляющей
ячеек ПЗИ 1А, 2А и т. д. будут воссоздаваться в ячейках ПЗС
1А', 2А' и т. д. С этой точки зрения функция ВЗН выполняется
параллельно для всех чувствительных элементов -строки регист-
ром ПЗС с последовательными входами так же, как и в распо-
ложенной в фокальной плоскости гибридной матрице с прямой
инжекцией, обсужденной в § 6.4. При разложении, показанном
на рис. 6.15 (регистр 3:1), можно получить три выборки сигнала
за время, при котором изображение сместится на один фоточув-
ствительный элемент (расстояние у на рис. 6.15). Меньшее число
выборок будет приводить к деградации отношения сигнал-шум в
210
режиме ОФ из-за шумовых характеристик считывающего устрой-
ства.
Число приемников в модуле ПЗИ на один предусилитель Nm
зависит от конструкции. Применение нескольких приемников на
предусилитель приводит к понижению скорости считывания, умень-
шению требуемой полосы пропускания на выходе предусилителя.
Полоса частот должна быть до-
статочной, чтобы не искажать сиг-
нал, но и не слишком большой,
так как выборка происходит после
предусиления, и поэтому могут
возникать посторонние шумы. Ес-
ли предположить, что максималь-
ная частота сигнала fmax равна
0,8/xd и что за время xd произведе-
но 2,4 выборки (xd — время, за
Направление сканирования
Модуль ПЗИ
Рис. 6.15 Рис. 6.16
Рис. 6.15. Изображение участков модуля ПЗИ и процессора обработки сигнала,
показывающее, как перед выполнением функции ВЗН зарядовая картина из
ПЗИ воссоздается параллельно в последовательном ПЗС-регистре процессора
(в этом случае чересстрочный формат развертки— 3 : 1, поэтому за время пе-
ремещения изображения на расстояние у могут быть взяты три выборки)
Рис. 6.16. Соотношение между частотой считывания fc отдельной ячейки ПЗИ
и максимальной частотой сигнала .в линиях формирования изображения fmax
при различном числе ячеек ПЗИ на предусилитель в предположении, что за
время хл взято 2,4 выборки
которое изображение перемещается на расстояние х на рис. 6.15),
то для требуемой частоты выборки получим следующее соотно-
шение:
/с-ЗУт/тах; (6.45)
графики этой 'зависимости приведены на рис. 6.16.
til
Если предусилитель используется для считывания более чем
одного столбца, то между предусилителем и ПЗИ должен нахо-
диться ряд отдельных переключателей. Эти переключатели пот-
ребляют мало энергии, но для уменьшения шумов они должны
обладать низким сопротивлением
Рис. 6.17 Рис. 6.18
Рис. 6.17. Последовательно-параллельное сканирование ИК-ПЗИ с одним пре-
дусилителем на столбец. Все столбцы считываются одновременно. Благодаря
этому понижается скорость считывания и исключаются переключатели столбцов,
показанные на рис. 6.13
Рис. 6.18. Максимальная частота сигнала ® режиме ОФ f* в зависимости от
потока фонового излучения, падающего на приемник, NB, при различных методах
построения фокальной плоскости. Сделаны следующие предположения:
ПЗИ с ДКВ 2Vm=16: С=5 пФ, Vn=l,7-10—• В-Гц—1/2 ; ПЗИ с ДКВ _Vm=80: С=б пФ,
Vn=7,5-10-Ю В-Гц-1/2, Hs=400 Ом; ПЗИ с ДКВ Ww=400: С=6 пФ, Уп = 7.5-10-ю
В-Гц~"1/2, J? =400 Ом; ПЗИ с АТС-шумом: С=7 пФ. В С включены все емкости на входе
предусилителя. (При расчете предполагалось, что емкость отдельной ячейки ПЗИ мала
в сравнении с С.) Если специально не указано, рабочая температура равна 77 К
помимо фона наиболее важным источником шума в ПЗИ с после*
довательно-лараллельным сканированием, по-*видимому, является
бТС-шум. Тогда максимальная частота сигнала, для которой мож->
но разработать прибор с характеристиками в режиме ОФ,
f* = NBq*!2kTC, (6.46)
212
где С — полная емкость столбца ПЗИ и входа предусилителя. За-
метим, что это выражение непосредственно не зависит от числа
приемников на предусилитель. При использовании двойной кор-
релированной выборки f* может быть выше, так как параметры
прибора будут ограничены шумом предусилителя. Если предпо-
ложить, что полоса пропускания предусилителя B = 3fc, то
f* = [NB q*/54V2 С2 NmV /2, (6.47)
где Nm — число приемников на предусилитель и Л'в - число фо-
тонов фонового излучения в секунду, накопленных отдельным,
приемником. Если пренебречь шумом типа l/f, то для полевого
МДП-транзистора эквивалентная спектральная плотность напря-
жения шума
Vn=V(8/3) kT/gm. (6.48)
Графики зависимости /* от Мв показаны на рис. 6.18 для ха-
рактерных значений емкостей приемника и предусилителя. Как
видно из рисунка, получение высоких значений f* для тепловизо-
ров с телевизионным стандартом, работающих в диапазойе
3...5 мкм, представляет трудную задачу. Как следует из уравне-
ния (6.47), увеличение f* можно получить за счет уменьшения
или использования большего числа предусилителей. Однако с точ-
ки зрения использования площади кристалла, а также рассеяния
мощности, не имеет большого значения, используется ли один
большой малошумящий предусилитель или несколько предусили-
телей меньших размеров с более высоким значением Vn. В лю-
бом случае для управления рассеиваемой мощностью необходимы
предусилители с очень большим отношением W/L. Выбор между
схемой с подключением многих столбцов на предусилитель (как
показано на рис. 6.14) и схемой с одним столбцом на предусили-
тель (см. рис. 6.17) зависит от места расположения предусилите-
лей. Если предусилители должны располагаться в дюаре при тем-
пературе фотоприемников, то предпочтительна схема с одним
столбцом на предусилитель, так как в этом случае можно исклю-
чить переключатели столбцов. Однако, если предусилители нахо-
дятся при более высокой температуре, желательно уменьшить чис-
ло выходных шин ПЗИ.
Обычно режим предварительного мультиплексирования процес-
са считывания с ПЗИ очень привлекателен, потому что позволяет
физически разделить функции приема и обработки сигнала, а
также допускает размещение предусилителя перед входом ПЗС.
В ПЗИ функция обработки сигнала не ограничена площадью кри-
сталла и шумы, связанные с прямой 'инжекцией, исключены. Од-
нако в ПЗИ требуются более высокий коэффициент усиления пред-
усилителей и большая рассеиваемая мощность, чем при выполне-
нии функции ВЗН перед предусилением.
6.7. ВЫВОДЫ
Существует несколько 1перспективных направлений разработки
ИК-матриц, расположенных в фокальной плоскости, в которых
используются ПЗС и (или) ПЗИ для мультиплицирования и ВЗН.
Развитие методов последовательно-параллельного сканирования
должно обеспечить улучшение на порядок характеристик ИК-си-
стем. Кроме получения удовлетворительного процента выхода год-
ных сложных структур, существуют и другие проблемы, а именно,
для диапазона 3...5 мкм — получение режима ОФ на требуемых
частотах сканирования; для диапазона 8...12 мкм — устранение
насыщения матриц, расположенных в фокальной плоскости.
При высоких плотностях упаковки существуют два метода по-
следовательно-параллельного сканирования: первый включает в
себя прямую инжекцию и электрическое соединение между каж-
дым ИК-приемником и ПЗС-резистром в режиме ВЗН, во втором
используется ПЗИ для предварительного мультиплицирования.
При использовании любого из этих методов получение высоких
значений f* при типичных в диапазоне 3...5 мкм фоновых засвет-
ках является сложной задачей. Приближенно отношение частот f*
для этих методов можно представить в виде
Q _________________
^ПЗИ^ВЗН = )^(£тПЗи/^т)/£т ВЗН. (6.49)
СПЗИ
причем исходя из отношения емкостей предпочтение можно от-
дать методу прямой инжекции, а исходя из отношения
(^тппзи Жт/^твзн ) — второму методу. Метод последовательно-
параллельного сканирования ПЗИ более предпочтителен при
насыщении, так как заряд хранится в фоточувствительном ма-
териале только часть времени смещения изображения на один
элемент. Структуры ПЗИ также позволяют достичь высокой плот-
ности упаковки, однако возникает проблема с рассеиваемой мощ-
ностью предусилителей. Инфракрасные ПЗС с генерацией в ре-
гистре отличаются простотой и усилением в режиме ВЗН, однако
этот подход требует дальнейших разработок, чтобы обеспечить
высокую эффективность переноса в материале, чувствительном к
ИК излучению, а в диапазоне 3...5 мкм возникают проблемы, свя-
занные с шумом захвата носителей на поверхностные состояния.
214
7. Нелинейный гетеродинный прием,
М. К. Тейч1
7.1. ДВУХЧАСТОТНЫЙ ОДНОФОТОННЫЙ гетеродинный прием
Обычный гетеродинный прием полезен для ряда применений,
включая регистрацию рассеянного или отраженного излучения от
движущейся цели (доплеровский радар), связь, спектроскопию и
радиометрию, в различных областях спектра электромагнитных ко-
лебаний: в радио- и СВЧ, инфракрасном и видимом диапазонах.
Преимущества этого метода приема хорошо известны: высокая
чувствительность, хорошая частотная избирательность и сильно вы-
раженная направленность. Это основной метод извлечения полез-
ного сигнала и подавления помех в радарных системах. Значи-
тельное увеличение чувствительности по сравнению с чувстви-
тельностью прямого фотоприема, обусловлено знанием доплеров-
ской частоты [известна также частота гетеродина или промежу-
точная частота (ПЧ)], что позволяет сузить полосу приемника с
центральной частотой, расположенной около ПЧ. В таких систе-
мах для получения достаточно высокого отношения сигнал-шум
необходимы: 1) более точное знание скорости движущегося ис-
точника или цели; 2) стабильный и в то же время перестраивае-
мый гетеродин; 3) минимальное частотное уширение, вызываемое
целью или источником; 4) регистрация, по крайней мере, несколь-
ких фотонов за интервал измерения. В реальных системах эти
условия часто не выполняются, особенно в ИК и видимом диа-
пазонах, что ограничивает возможности приема, который ведется
в режиме, далеком от оптимального. В данной главе изучены ха-
рактеристики и требования к различным системам гетеродинного
приема. В частности, рассмотрены две основные существенно не-
линейные системы, первая — из-за многоквантовости процесса
фотоприема, вторая — из-за наличия смесительного устройства и
последетекторного электронного тракта.
После краткого обзора обычного гетеродинного приема в ИК
и видимом диапазонах проанализировано поведение многофотон-
ного гетеродинного приемника. Для ряда интересных случаев по-
лучены выражения для величины сигнала, отношения сигнал-шум
и минимально обнаружимой мощности (порога). Найдено, что
характеристика приемного устройства зависит от корреляцион-
ных функций высшего порядка поля излучения и интенсивности
излучения гетеродина. Этот метод может быть полезен в тех
областях спектра, для которых отсутствуют приемники с высокой
квантовой эффективностью, так как при многофотонном гетеро-
динном приеме теоретически могут быть получены характеристи-
ки, подобные характеристикам обычных гетеродинных приемников
1 Department of Eletrical Engineering, Columbia University, New York, NY
10027, USA.
215
с квантовой эффективностью, равной единице. Обсуждены прак-
тические проблемы, которые могут вызвать затруднения при ре-
шении этой задачи. Дана физическая интерпретация процессов
в модели поглощения «монохроматических» и «немонохроматиче-
ских» фотонов. Наиболее детально рассмотрен двухфотонный ге-
теродинный приемник; представлены результаты предварительного
эксперимента и предложения для постановки дальнейших экспе-
риментов, подтверждающих полезность данного метода.
Затем исследована работа и характеристика трехчастотной не-
линейной гетеродинной системы, которая позволяет устранить не-
которые жесткие условия, необходимые для обычного гетеродин-
ного приема, и в то же время имеет характерное для него почти
идеальное отношение сигнал-шум. Эта система подобна гетеро-
динному радиометру, но в ней точно учитывается доплеровский
сдвиг и статистика сигнала. В ней используют двухчастотный пе-
редатчик и нелинейный второй приемник. Система особенно по-
лезна для выделения сигналов с неизвестным доплеровским сдви-
гом. Действительно, характеристики ее лучше, чем обычной си-
стемы, из-за уменьшения эффективной полосы шума. Хотя пер-
востепенное внимание уделено ИК и видимой областям спектра —
из-за больших доплеровских сдвигов, обсуждена также примени-
мость метода в СВЧ и радиодиапазонах. Получены: отношение
сигнал-шум. спектральная плотность мощности и минимально об-
наружимая мощность для радара, работающего в непрерывном
режиме и аналоговых системах связи, и проведено сравнение со
значениями, получаемыми в стандартных условиях. Рассмотрены
случаи синусоидального и гауссовского сигналов’ на входе. Об-
суждены различные случаи, включая случаи оптимальной харак-
теристик:!, типичного радара и системы связи с AM и ЧМ. Этот
метод имеет одинаковые преимущества для импульсного радара
и цифровых систем связи как в отсутствие, так и при наличии
лэгарпфмически-нормального атмосферного канала. Представле-
ны вычисленные на ЭВМ кривые вероятности ошибки при раз-
личных отношениях сигнал-шум на входе для разных парамет-
ров двухквантового приемника и различных степеней турбулент-
нгмт'т атмосферы. Рассмотрены ортогональные и неортогональные
схемы разложения сигнала с учетом и без учета затухания.
В последней части главы метол трехчастотного нелинейного
cM'..mei!ii;i распросiранен iri с. viaii /; частот и проанализирована
нс зависящая от сдвига Дощцра характеристика радиометра, ко-
торый регистрирует и отученш известных объектов, движущихся с
неизвестными скоростями. Получены значения отношения сигнал-
шум и минимально обнаружпмой мощности для синусоидальных
и гауссовских сигналов с гауссовским и лоренцевским спектрами.
В этом случае, в отличие от обычного гетеродинирования, необя-
зательны знание абсолютных значений частот покоящихся объек-
тов и высокая стабильность гетеродина. Эта система может най-
ти применение при обнаружении удаленных объектов, таких как
межзвездные молекулы и пыль. Проанализирован ряд возможных
216
применений. Наконец, обращено внимание на недавно предло-
женное видоизменение метода, называемое гетеродинной корре-
ляционной радиометрией, в которой используется часть приемной
системы в качестве излучающего объекта. Эта система полезна
для обнаружения объектов, энергия излучения которых распре-
делена по большому числу линий, частоты которых могут быть
неизвестны, но задан доплеровский сдвиг.
Обычное фотосмешение в ИК и видимой областях — полезный
метод приема сигнала, особенно для оптической связи, спектро-
скопии и радиометрии, и изучен детально. Впервые эффект по-
лучен в классическом эксперименте с использованием двух зеема-
новских компонент видимой (некогерентной) спектральной ли-
нии [7.1]. После создания лазеров фотосмешение удается наблю-
дать сравнительно просто. Оно было изучено на длине волны
1,15 мкм с использованием Не—Ne-лазера [7.2] и на линии
694,3 нм рубинового лазера [7.3]. Для продвижения в среднюю
ИК область использовали СО2-лазер, работающий на длине вол-
ны 10,6 мкм и фоторезистор Ge: Си, охлажденный до 4 К [7.4],
или фотодиод из PbSnTe, работающий при 77 К [7.5] ’.
Полученное в этих экспериментах отношение сигнал-шум по
мощности соответствует теоретически предсказанному для парал-
лельных плоскополяризованных лучей, падающих на фотопри-
емник, порог которого ограничен квантовым шумом в идеальных
условиях [7.4—7.7], т. е.
(СДОр'^ЪЛ/^Д/, (7.1)
где т)1 — квантовая эффективность, электрон/фотон, Pi — мощность
регистрируемого сигнала, hr — энергия фотона и Af— ширина по-
лосы усилителя. Случай, когда пороговая энергия при гетеродин-
ном приеме ограничена шумами Джонсона, будет рассмотрен в
разд. 7.4.3. Для световых лучей, которые не параллельны в пре-
делах угла Q = %/d, где d— апертура приемника и X — длина вол-
ны излучения, СШ уменьшается по сравнению со значением, оп-
ределяемым (7.1) из-за пространственного усреднения сигнала в
апертуре приемника. Этот эффект детально изучен в работе [7.7].
Подобные вычисления должны быть эффективны для сфокусиро-
ванных пучков и впервые рассмотрены в [7.8]. В реальной систе-
ме необходимо учитывать и другие факторы [7.8а]. Тем не менее
становится ясным, что отношение сигнал-шум — критерий, полез-
ный только при определенных условиях. Недавно проанализиро-
ван гомодинный прием [7.8в] для регистрации сигнала и обсуж-
дены эксперименты, в которых характеристики более естественно
связаны с другими параметрами, такими как вероятность ошибки
и др.
Другие экспериментальные и теоретические исследования свя-
заны со статистической природой гетеродинного сигнала, возника-
ющего при смешении когерентной волны с гауссовской (рассеян-
1 Шире используются фотодиоды из CdHgTe, обеспечивающие быстродей-
ствие более 1 ГГц. — Прим. ред.
217'
ной) волной [7.9, 7.10]. Хотя и было найдено, что стохастическая
природа этого сигнала должна в деталях зависеть от статистики
излучения, выражение, полученное для СШ, не зависит от функ-
ции корреляции поля высшего порядка [7.9, 7.10]. К тому же,
используя результаты, полученные для полей, когерентных в пер-
вом порядке, и детекторов поглощения [7.11], можно показать,
что в фототоке при смешении двух лучей не возникают компонен-
ты с суммарной и удвоенной частотами и поэтому процесс гетеро-
динирования можно интерпретировать как аннигиляцию единич-
ного («немонохроматического») фотона [7.12, 7.13]. Этот процесс
качественно обоснован в работе [7.1]. Краткий обзор основных
теоретических и экспериментальных аспектов гетеродинного при-
ема в ИК и видимом диапазонах вместе с частичным обзором ли-
тературы представлен в [7.14]. Недавно показано с использова-
ванием геометрических и статистических представлений, что для
обычного гетеродинного приема существует оптимальная площадь
приемника; этот результат дополняет теорему [7.7], согласно ко-
торой произведение площади на апертурный угол примерно рав-
но X2. Ряд авторов проанализировал статистику фотонов при су-
перпозиции когерентной и случайной компонент сигнала с оди-
наковой и различными частотами [7.15а—7.15]. Резюмируя,
можно отметить, что обычный гетеродинный фотоприем хорошо
изучен как теоретически, так и экспериментально, и этот метод
очень полезен на практике.
7.2. ДВУХЧАСТОТНЫЙ МНОГОФОТОННЫЙ ГЕТЕРОДИННЫЙ ПРИЕМ
Поскольку многофотонный прямой фотоприем изучен детально,
то кажется естественным исследовать реакцию гетеродинного при-
емника при наличии нескольких частот [7.16]. В этом параграфе
получены выражения для отклика и отношения сигнал-шум по
мощности для многофотонного гетеродинного приемника, особое
внимание уделено простейшему случаю смешения двух волн в
двухфотонном приемнике ИК или видимого излучения.
После краткого рассмотрения необходимых результатов по
многофотонному прямому приему (см. разд. 7.2.1) в разд. 7.2.2
выведено выражение для отклика в общем случае многофотонно-
го смешения (включая и важный случай двухфотонного смеше-
ния). В разд. 7.2.3 получено значение отношения сигнал-шум для
могофотонного оптического гетеродинного приемника и сравнено
с отношением сигнал-шум обычного гетеродинного фотоприемни-
ка. Результаты экспериментов по двухфотонной эмиссии приведе-
ны в разд. 7.2.4. В разд. 7.2.5 обсуждены возможные схемы бу-
дущих экспериментов.
7.2.1. Прямой многофотонный прием
Обычный фотоэффект открыт Герцем в 1887 г. и объяснен Эйн-
штейном в его знаменитой теперь работе, опубликованной в
1905 г., как процесс поглощения кванта света [7.17]. Тем не ме-
218
нее только в 1959 г. четко установлена связь .между статистикой
поля падающего излучения и статистикой эмиттированных фото-
электронов [7.18]. В 1963 и 1964 гг. рассмотрены общие процес-
сы фотоприема с использованием квантово-электродинамических
когерентных состояний поля излучения [7.19, 7.20] и созданы
удобные предпосылки для вычислений, учитывающие как одно-,
так и многофотонное поглощение.
Будучи эффектом высшего порядка, многофотонная эмиссия
наиболее легко наблюдается в отсутствие обычной (первого по-
рядка) фотоэмиссии. Двухквантовая фотонная эмиссия становит-
ся существенной, когда
0,5 <р0<Л v<<p0, (7.2)
где Av — энергия фотона регистрируемого излучения и фо — ра-
бота выхода данного материала. [Даже когда удовлетворяется
неравенство (7.2), необходимо помнить о малом вкладе однофо-
тонной эмиссии, который может возникнуть при возбуждении
электронов с энергией на хвосте распределения Ферми [7.21]].
Двухфотонный фотоэффект экспериментально впервые наблюдал-
ся в 1964 г. на металлическом натрии при возбуждении излучени-
ем GaAs-лазера [7.22] и на антимониде сурьмы при возбуждении
неодимовым лазером [7.23]. С тех пор выполнен ряд эксперимен-
тов по измерению фотоэлектрического выхода двух- и многофо-
тонных процессов для различных материалов [7.24—7.28].
Теоретические работы в этом направлении сконцентрированы
на двух аспектах проблемы: на вычислении вероятностей перехо-
дов в материале с помощью теории возмущений и другими мето-
дами и на влиянии статистической природы поля излучения на
вероятность перехода. Эффект второго порядка впервые предска-
зан в работе [7.29], где вычислена его величина из модели поверх-
ностной фотоэмиссии; эта идея развита дальше в работах [7.30—
7.32]. Аналогичные вычисления проделаны в [7.33] и позже уточ-
нены в [7.24, 7.25].
Все модели предсказывают, что постоянная компонента двух-
фотонного фототока (выраженная в амперах) пропорцио-
нальна квадрату мощности Р падающего излучения и обратно про-
порциональна облучаемой площади А. Используя результаты ра-
бот [7.24, 7.25, 7.30—7.33], выражение для двухфотонного фото-
тока можно записать в виде
^2) = Л(2> (X, Т) Р — IP. (7.3)
Здесь Л<2) — токовая чувствительность, А^Вт [7.8], X — длина
волны излучения, Т — температура образца, Р — мощность излу-
чения, Вт, и I — облученность приемника, Вт/см2. Двухкванто-
вая эффективность (число электронов на фотон) т]2 связана с то-
ковой чувствительностью следующим соотношением:
№ = (qlhv)^~I, (7.4)
где (hvlq) — энергия падающего фотона, эВ, величина порядка
219
единицы. Для ^-фотонного процесса, обозначая величины, анало-
гичные введенным ранее Wwdc, A(ft) и т]&, получаем
- ASk} ft, Т)Р~ Ik~l Р; (7.5)
— , (7.6)
I—облученность фотоприемника, Вт/см2.
Типичные числовые значения для токовой чувствительности
[7.251: (845 нм, 300 К) «8-10“16/ A/Вт и A^cs.sb (1060 нм,
300 К) Ю-17 A/Вт. Заметим, что эти величины даже при точ-
ном измерении могут изменяться на множитель (обычно ^2),
зависящий от когерентности регистрируемого излучения.
Теоретические работы по многофотонным статистическим эф-
фектам начаты в 1966 г. [7.34, 7.35] с рассмотрения функции кор-
реляции высшего порядка по полю. После были выполнены более
детальные расчеты [7.36, 7.37]. Все исследования предсказыва-
ли возрастание на множитель kl некоторых ^-фотонных процес-
сов, вызванных случайными (скорее чем когерентными) источни-
ками. Позже это увеличение наблюдалось при двухфотонном фо-
тоэффекте [7.26] и при генерации второй гармоники [7.38]. Полу-
ченное теоретически соотношение между спектрами двухфотонно-
го фототока и статистикой регистрируемого излучения [7.39]
сравнивалось с аналогичной зависимостью для однофотонного
процесса [7.40]. В 1969 г. вычислено распределение двухфотон-
ных фотосигналов [7.41] для разных источников сигнала: со ста-
билизированной амплитудой, спонтанного и лазерного. Эта ра-
бота была обобщена в [7.42] в 1970 г, на случай рас-
пределения фотосигналов высшего порядка, а в 1972 г. вышел
исчерпывающий обзор по многофотонной фотоэмисси и фотоста-
тистике [7.43]. Детальные вычисления обобщенных статистик фо-
тосигналов высших порядков выполнены в [7.15е].
7.2.2. Теория многофотонного смешения
Начнем этот раздел рассмотрением двухфотонного фотопри-
емника, находящегося в основном состоянии. Отклик приемника
W) в пространственно-временной точке xa=ra, ta может быть
записан через функцию корреляции второго порядка G<2> [7.19,
7.34, 7.36, 7.41]:
W(2) - tr {р Е~ (ха) Е- (ха) Е+ (Ха) Е+ (Ха)} = G^(xa Ха ха ха). (7.7)
Здесь р—оператор плотности поля, Е~ и Е+—комплексно-со-
пряженные операторы электрического поля Е, Предполагаем что
энергетическая ширина конечного состояния фотоприемника ши-
ре полосы падающего излучения Av [7.36, 7.37].
Если рассматривать смешение двух одномодовых волн с по-
стоянной амплитудой, когерентных в первом порядке, параллель-
ных друг другу, каждая из которых хорошо коллимирована, пло-
скополяризована вдоль общего единичного вектора и падает
220
нормально к фоточувствительному материалу, то можно запи-
сать положительную часть оператора электрического поля Е+
как суперпозицию двух скалярных полей
= -J-s^e-10^ (7.8)
с угловыми частотами <»i и (о2. Это эквивалентно полуклассиче-
скому приближению с использованием аналитического сигнала
[7.44]. Комплексную амплитуду волны e°i можно выразить через
модуль |есг| и фазовый множитель exp(iat).‘
г°— |е°|е’а; е^ = |е^|е’₽. (7.9)
При этих условиях квантово-статистический отклик приемника
может быть записан через компоненты поля:
tr {р £-£+}=>||2 + |еО|2-Ь 2 |8°| |e°|cos [(®i—• co2)t + (₽—a);
(7.10)
tr {p E- E~E+ E+}=>{|8°|2 + |e°|2 + 2|e°| |eO|cos[(cox—co2) / +
+ (P-a)]}2. (7.11)
Эти выражения — скаляры и не содержат пространственной
зависимости вследствие сделанных предположений о линейной
поляризации, параллельности лучей и нормального падения.
Обобщая эти результаты на случай фотосмешения когерент-
ного луча, для ^-фотонного отклика получаем [7.19]
IF'*> - tr {р [Е- (ха)]к [Е+ (xa)]k}, (7.12)
используя биномиальную теорему, получаем для гетеродинного
сигнала
1F<*’ = ^ ({|8°|2+|80|2р+ {18112+|е2>Т~1 W leglcos х
Х1К-®2) +(Р—+ (^-) {l8?l2 + l82W~2{218?| |80|cosx
X [(«>!-«,)/ + (?-a)]}2{|e°l2-F |82°12р-г {2|в«| |8»|Х
xcos [((Oj—w2)t + (₽—а)]}г+ - + {2|8«| |sO|cos[(<o1—<о2) ^ + (₽—«)!})*•
(7.13)
Здесь — коэффициент пропорциональности Л-фотонного про-
цесса.
Основные слагаемые постоянного тока пропорциональны
|e°i |2ft и |е°2|2* и могут быть связаны с поглощением k «моно-
хроматических» фотонов из одного луча (1-го или 2-го соответст-
венно). Наиболее высокочастотная составляющая тока пропорци-
ональна |е°| ] * {&°21 ftcos [&(«л—со2К-|-ф] и соответствует погло-
щению k «немонохроматических» фотонов, каждый из которых
связан с обоими лучами. Из вышеприведенного следует, что крат-
ные и суммарные частоты не проявляются на выходе й-фотонно-
221
го гетеродинного фотоприемника, точно так же, как и в случае
однофотонного приемника [7.12—7.14].
Введя в (7.13) коэффициенты £ для одно- и двухфотонного
фотоприемников, получим их отклики при смешении когерент-
ного сигнала:
№(,) = £i {|e«|2-|- |еО|2+2|еО| |e°|cos (К—<о2)/ + ф—а)]} ; (7.14)
№<2) = {1е?|4+ |е°|4 + 2|в°|2 |8°]2 + 4|е«|» 18° J cos [(<»i—+
+ (₽—а)] + 4|е°| |8°|3cos [(сох — со2)/ + ф—а)] +
+ 4|8°|218°|2 cos2K®i-®8K+(0-a)]}- (7.15)
Используя формулу для двойного угла в последнем слагае-
мом (7.15), можно записать
№<2)==£2 {l8il4+ |8®|4-г 4|в°|2 |в0|2+ 4|е°|3 |8°|cos [(wj—<о2)/ +
+ (₽4-а)] + 4|8®| |е0|® cos со2) / + (₽—а)1 + 2|е°|2 |8°| х
xcos[2(<o1-— (о2)/-|-2ф—а)]}, (7.16)
после подстановки cos2. Как и было отмечено раньше, удвоенные
и суммарные частоты отсутствуют. Нетрудно связать (7.15) с
различными корреляционными функциями второго порядка
G^xaxbxcXd)ss[abcd]. (Когда присутствуют два луча, необхо-
димо рассматривать пространственно-временную точку для каж-
дого из них, так что индекс в G(2) принимает два значения [7.34]).
Таким образом, первое слагаемое |8°i|4 может быть связано с
[1111], второе — с [2222], третье — с [1221] и [2112], четвер-
тое— с четырьмя перестановками [1112], пятое— с четырьмя
перестановками [2221] и шестое— с четырьмя перестановками
[1212] при Ь=/=с. Коэффициент при каждом слагаемом в (7.15)
равен числу перестановок в соответствующей каждому слагаемо-
му форме функции корреляции. Отсюда непосредственно следует
физическая интерпретация: первые два постоянных слагаемых в
(7.15) возникают при поглощении двух «монохроматических» фо-
тонов из одного и того же луча. Третье постоянное слагаемое,
которое существует в двух перестановках с Ь = с, возникает при
поглощении по одному «монохроматическому» фотону из каждо-
го луча. Четвертое и пятое слагаемые соответствуют поглощению
одного «монохроматического» фотона из одного луча и одного «не-
монохроматического» фотона, который должен быть связан с обо-
ими лучами. Поэтому эти слагаемые дают вклад в ток на раз-
ностной частоте (®i—©2) по аналогии с интерференционным сла-
гаемым в однофотонном гетеродине [7.12—7.14]. Последнее сла-
гаемое соответствует поглощению двух «немонохроматических»
фотонов и поэтому изменяется с удвоенной разностной частотой,
т. е. 2 (©1—и2). Ясно, что в случае однофотонного приема по-
добный процесс невозможен.
Как нетрудно видеть из сравнения (7.15) и (7.16), поглощение
двух «немонохроматических» фотонов дает дополнительный вклад
222
в постоянный ток наряду со слагаемым с удвоенной разностной
частотой. Это дополнительное слагаемое, 2| e°i |21 е°2|2» появля-
ется при двухфотонном фотосмешении; в отсутствие такого фо-
тосмешения W(2) необходимо находить из (7.15), а не из (7.16).
В этом последнем случае отклик приемника уменьшается до зна-
чения, полученного ранее [7.34],
№<2) (без смешения) = £2 (|в°|4+ |е°|4+ 2|е®|2 |е®|2) = g' (Ji + IJ*,
(7.17)
где Ц соответствует интенсивности t-ro луча, а £' — новый ко-
эффициент пропорциональности.
Представленные выше результаты могут быть обобщены на
смешение модулированных, некогерентных и непараллельных лу-
чей. Для примера рассмотрим две идеальные непараллельные
(0>X/d) плоские волны, падающие на двухфотонный приемник
так, что возможно пространственное усреднение. В отличие от
однофотонного, этот приемник реагирует на квадрат изменения
пространственно-временной интенсивности, в результате перекрест-
ное слагаемое (включающее произведение 6182) постоянного то-
ка увеличивается в 2 раза, как и в случае чисто временнбго сме-
шения. Таким образом, двухфотонный постоянный фототок бу-
дет, вообще говоря, увеличиваться благодаря пространственно-
временным изменениям интенсивности (интерференционные по-
лосы); амплитуда увеличения зависит от конфигурации систе-
мы. Экспериментально увеличение двухфотонного фототока из-
за пространственных изменений наблюдалось в работах [7.26,
7.38].
В заключение рассмотрим смешение несинусоидального излу-
чения (т. е. некогерентного во всех порядках). Рассмотрим реги-
страцию двухфотонным приемником двух параллельных, плоско-
поляризованных, падающих нормально, перекрывающихся лучей
от одного и того же теплового источника; один из лучей задер-
жан относительного другого (время задержки т^ ). Ранее было
показано, что такая схема приема эквивалентна работе самоин-
тегрирующего прибора Хэнбьюри-Брауна — Твисса [7.34]. Для
теплового источника в отсутствие сигнала биений находим:
U7<2> (без смешения) = 2£(/2+2/1/24-/f), тв<тс; (7.18)
Й7<2) (без смешения) = 2 Ц Щ + Л h + /|), т« > тс, (7.19)
где Тс — время когерентности источника. Для тв <тс (7.18) опи-
сывает усиление обоих исходных лучей и регистрируемой сме-
шанной части излучения, возникающее из-за тенденции этих фо-
тонов образовывать коррелированные пары (предполагаем, что
время нахождения приемника в промежуточном состоянии ti<Ctc).
Для те >тс нет корреляции между временами прибытия фотонов
из разных лучей. Таким образом, поглощение двух фотонов из
одного луча приводит к увеличению в 2 раза перекрестного сла-
гаемого по сравнению с его значением при поглощении по одно-
223
му фотону из каждого луча. Это можно качественно понять иэ
рассмотрения аддитивных гауссовских полей; сумма двух полно-
стью коррелированных гауссовских случайных процессов (тв Стс)
имеет большую дисперсию, чем сумма двух независимых гауссов-
ских случайных процессов (тд>тс), приводя к увеличению пере-
крестного слагаемого при та<тс. Устройство для наблюдения про-
странственных эффектов такого типа предложено в [7.44а].
Из вышеприведенного ясно, что двухфотонный ток может быть
вычислен для различных конфигураций, включая различные от-
носительные шкалы времени, угловые разделения, свойства поля-
ризации и статистические характеристики. Некоторые дополни-
тельные примеры изложены в [7.34]. Ясно, что в отличие от слу-
чая однофотонного тока, функция корреляции поля второго поряд-
ка играеет важную роль в определении амплитуды сигнала.
7.2.3. Отношение сигнал-шум
и минимально обнаружимое число фотонов
Вычислим приближенно отношение сигнал-шум для ^-фотон-
ного синусоидального гетеродинного приема, используя ту же про-
цедуру, что и для однофотонного гетеродинного приема [7.4—7.6,
7.10]. Начнем с двухфотонного фотосмешения, пренебрегая ком-
понентой с удвоенной разностной частотой (ПЧ) и предполагая,
что переменный сигнал определяется разностной частотой. Таким
образом, рассматривая смешение двух параллельных когерент-
ных волн, из (7.16) получаем
<1е°|8 |е°1 + >6?1 le°l3)cos 1(®1-«>г)/+(₽-«)]; (7.20)
& (l8?l4+ I8?l4-U4|6o|2 |е!>|2), (7.21)
так что
™.„. I 1 , (|е®|8 | е°| + |е° | |ej Is) cos [(ох—<в2) / 4-(3“«)]
= г 1 Н-------------------------------------------------------
[ |81I4+ Iе£|44-4|е°|21е°|2
W>.
аС
(7.22)
Предположим, что одна из волн (которую назовем волной ге-
теродина) имеет большую интенсивность, т. е. E2~^>Ei. В этом
случае
ТО « 4 (|8»|/|е2°|) №<2> cos [(©!-ш2) / + (р-а)] ; (7.23)
<1ТО12> * 8 (|в?|2/|е°|2) [Г*;?)]2. (7.24)
Мощность шума можно найти из спектра двухфотонного фото-
тока [7.39], который обусловлен стохастической природой источ-
ника излучения. Для когерентного гетеродина большой мощно-
сти статистика ^-фотонных отсчетов — пуассоновская [7.41, 7.42]
и мощность двухфотонного (дробового) шума
<[ТО12> = 2 q (ТОПД А (7.25)
224
Таким образом, отношение сигнал-шум для двухфотонного
приема можно записать [используя (7.3), (7.24) и (7.25)] в
виде
(СШУ2> & ifi [1 = Л<2>. (7.26)
<?Д/ L Рг J
Используя связь между токовой чувствительностью Л(2) и двух-
квантовой эффективностью т)2 из (7.4), получаем
(СШ)<2> « 4 Pt/h vA f. (7.27)
Заметим, что т)2 пропорциональна интенсивности излучения
гетеродина (7.4), и в рассматриваемом случае должно выполня-
ться условие 4г]2<1- Полученный результат подобен результату
для однофотонного гетеродинного приемника (7.1); но там t]i
не зависела от мощности гетеродина. Минимальная обнаружимая
мощность 1 при двухфотонном приеме [7.4, 7.5]
P%n^hvbf/4rh. (7.28)
Это соответствует минимальному числу фотонов Af(2)min, реги-
стрируемому за время разрешения приемника
(7.29)
В отличие от однофотонного приема характеристика не огра-
ничена квантовой эффективностью фотоприемника (т]1), так как
т)2 может увеличиваться с ростом мощности гетеродина. Следо-
вательно, этот метод весьма полезен в тех областях спектра, для
которых нет фотоприемников с высокой квантовой эффективно-
стью.
Заметим, что отношение сигнал-шум на удвоенной разностной
частоте, соответствующей поглощению двух «немонохроматиче-
ских» фотонов, уменьшается на множитель Pi/P2- Используя ме-
тоды, аналогичные приведенным в [7.10, 7.34], получаем такие
же выражения для отношения сигнал-шум и в случае смешения
несинусоидальных лучей.
Отношение сигнал-шум можно получить для основной разно-
стной частоты ((Di—02) и при гетеродинировании при Л-фотон-
ном поглощении. Выполнив аналогичные выкладки получим
(Cinyv « ch Pi/h vA f; (7.30)
(7.31)
(7.32)
где Ck — постоянная (зависящая от k), а т]ь пропорциональна
где I— интенсивность излучения гетеродина [см. (7.6)]. Здесь
СйТрг<1-
1 В отечественной научной литературе аналогичная величина называется
гетеродинным порогом. В дальнейшем будем использовать этот термин. — Прим,
перев.
8—74 225
7.2.4. Результаты экспериментов
В этом разделе изложим результаты предварительных экспе-
риментов, в которых наблюдалась двухфотонная эмиссия из по-
верхности натрия, освещаемой двумя перекрывающимися лазер-
ными лучами. Результаты измерений согласуются с теоретиче-
скими расчетами, приведенными в разд. 7.2.2, хотя в этих экспе-
риментах и не наблюдалась компонента переменного тока фото-
смешения.
Аппаратура для экспериментальных измерений двухфотонного
фотосмешения показана на рис. 7.1. Источником излучения слу-
жил импульсный многомодовый полупроводниковый лазер из ар-
сенида галлия мощностью 400 мВт в импульсе на длине волны
Коллиматор
GaAs-
лазер
Диафрагма сьмп.тп Подвижная
Натриевый катод с
электронным
умножителем
Фокусирующие
линзы
Г енератор
лазерных
импульсов
I ________I
ФЭУ 6911
с фото-
катодом
S-1
Калиброванное
отверстие
Микро-
амперметр
Нагрузочный
резистор
Малошу-
мящий
предусили-
тель I
Опорный
сигнал
Рис. 7.1. Структурная схема экспериментального устройства для двухфотонного
фотосмешения
~845 нм, работающий при 77 К. Наблюдался сдвиг мод из-за
нагрева лазера в течение импульса длительностью 35 мкс. Излуче-
ние фокусировалось линзой с фокусным расстоянием 10 см, про-
ходило через диафрагму и затем через систему диэлектрических
делительных пластинок и антиотражающих призм, напоминаю-
щую интерферометр Маха — Цендера. Делительные пластинки
пропускали примерно 2/3 излучения и были плоскопараллельны-
ми с точностью не лучше одной длины волны, что могло приво-
дить к изменению фазы в поперечном сечении луча. Введение ин-
терферометра имело целью независимый прецизионный контроль
интенсивности в каждом луче (обозначаемом 1 или 2) с помощью
226
калиброванных ослабителей. С помощью скользящей призмы (см,
рис. 7.1) луч 1 можно было задерживать во времени относитель-
но луча 2, но в данных экспериментах это не очень существенно,
так как те было много больше тс из-за очень малой величины тс.
После прохождения второй диафрагмы и фокусирующей линзы
(фокусное расстояние 6 см) излучение могло попадать на спе-
циальна сконструированный натриевый фотокатод описанного
ранее фотоумножителя [7.22, 7.24, 7.25]. Практически всегда пе-
ред фотоэлектронным умножителем (ФЭУ) помещался поляро-
ид (пленочный поляризатор) типа HN-7, как показано на рис. 7.1
(за исключением одного случая, который будет рассмотрен поз-
же). Ток электронного умножителя проходил через нагрузку с
сопротивлением 1 МОм, с которой снималось напряжение на
вход малошумящего предусилителя фирмы Princeton Applied
Research (PAR), за которым следовал синхронный детектор фир-
мы PAR. Фазочувствительный приемник настраивался на
2,2 кГц—частоту следования импульсов лазера. Использовались
большие времена интегрирования, так что измерялся только по-
стоянный ток или среднее значение этой компоненты тока. Опор-
ный сигнал для синхронного детектора поступал непосредственно
из кремниевого усилителя мощности [7.45], который применялся
для запуска лазера.
Излучение из другого плеча интерферометра фокусировалось
на отверстии диаметром 25 мкм, которое ограничивало апертуру
на входе стандартного ФЭУ Dumont-6911 с фотокатодом S-1-
Это обеспечивало сравнительно точное наложение двух лучей
[7.24]. В данном эксперименте это обстоятельство критично, по-
скольку двухфотонный сигнал обратно пропорционален освеща-
емой площади А. Совмещение лучей определялось по максимуму
сигнала фотоумножителя 6911; процедура совмещения лучей весь-
ма трудна и требует большого внимания.
Измерения проводились по следующим этапам:
1. Совмещались лучи до получения максимума тока ФЭУ 6911.
2. Перекрывался луч 1 и двухфотонный ток №(2)2 от луча 2
максимизировался проецированием лазерного перехода на натри-
евую поверхность и затем регистрировался. С помощью калиб-
рованного фильтра-ослабителя устанавливалось, что регистриро-
валась чисто двухфотонная эмиссия, т. е. что IF2>2~/22, где 12 —
интенсивность луча 2.
3. Луч 2 перекрывался и регистрировался двухфотонный ток
луча 1, после того как устанавливалась пропорциональность его
/21. (Коэффициент пропорциональности один и тот же в обоих
случаях.)
4. Регистрировался (на частоте повторений 2,2 кГц) полный
средний двухфотонный ток 1F(2) при наличии обоих лучей.
Эксперименты выполнены для различных значений Л//2, по-
лученных ослаблением одного луча тонкими желатиновыми филь-
трами (Kodak Wratten). Обычные стеклянные фильтры не исполь-
8* 227
зовались из-за отражений в стекле, приводящих к возникновению
дополнительных бликов, которые могут непредсказуемо изменять
двухфотонный ток.
Полный средний двухфотонный ток на основной частоте по-
вторения М7(2) для различных отношений интенсивности лучей
(Л/Л) показан на рис. 7.2. Сплошная кривая представляет за-
висимость ~ (Л+Л)2, которая является простой параболой
(1+Л/Л)2, когда интенсивность Л нормирована на 1. Здесь пе-
рекрестный член — 2ЛЛ.
Штриховая линия на рис.
7.2 соответствует случаю,
когда перекрестный член
равен 4ЛЛ. Заметим, чго
на рис. 7.2 указаны только
наибольшие значения
большинство точек лежит
ниже кривой, что связано с
трудностью точного совме-
щения лучей.
На рис. 7.2 треугольни-
ками обозначены данные
для линейно- или частично-
поляризованного света, кру-
жочек соответствует лучам,
поляризованным взаимно
перпендикулярно (исключе-
ние, упоминавшееся ра-
нее). Интерпретация экспе-
риментальных результатов
следующая. На выходе ла-
зера существуют более или
менее независимые моды
Фабри — Перо, которые из-
меняются в течение импуль-
са из-за нагрева [7.24].
Поэтому излучение лазе-
Рис. 7.2. Зависимости среднего двухфотон-
ного фототока двух лучей (максимальные
значения) от отношения интенсивности лу-
чей:
ДДД — линейно- или частично-поляризованные
лтучи, Q —взаимно перпендикулярно поляризо-
ванные лучи
ра можно рассматривать как излучение грауссовского источника
со временем когерентности тс~ (Av)-1 ~ 10~13 с. Поскольку вре-
мя нахождения двухфотонного натриевого фотоприемника в про-
межуточном состоянии много меньше времени когерентности, то
флуктуации мощности излучения увеличиваются в 2 раза по
сравнению с флуктуациями однофотонного фототока. Так как это
непосредственно относится к величине перекрестного слагаемого,
двухфотонный ток также увеличивается в 2 раза, благодаря ха-
отическим пространственным флуктуациям перекрывающихся на
приемнике лучей. Таким образом, получаем при перекрестном
слагаемом коэффициент 2, т. е. W(2)~721+2ЛЛ+/22 в согласии
с экспериментом.
228
7.2.5. Обсуждение
Из вышеизложенного ясно, что многофотонный гетеродинный
фотоприем более сложен, чем аналогичный однофотонный про-
цесс. В частности, среднее значение отклика приемника и отно-
шение сигнал-шум зависят от функции корреляции высшего по-
рядка полей падающего излучения и излучения гетеродина. С фи-
зической точки зрения оказалось возможным сопоставить различ-
ным слагаемым тока приемника процессы поглощения. Для неко-
торых случаев вычислены гетеродинный порог и отношение сиг-
нал-шум. Результаты предварительного эксперимента по двухфо-
тонному смешению согласуются с теорией.
Хотя представляется, что простым увеличением мощности ге-
теродина можно сделать ^-фотонный гетеродинный приемник та-
ким же или даже лучшим, чем однофотонный, ряд практических
проблем затрудняет его осуществление. Поскольку вероятности
переходов быстро уменьшаются с увеличением k и к тому же про-
порциональны A'~kf то для достижения т]ь порядка 0,1 для А>2
необходимы очень большие мощности гетеродина. Помимо проб-
лемы настройки большие интенсивности вызывают термоионную
эмиссию из разогретого катода или его разрушение.
Таким образом, двухфотонный процесс, вероятно, наиболее
интересен и наиболее легко осуществим экспериментально. Мож-
но предложить следующее устройство для детального изучения
эффекта. Излучение неон-гелиевого лазера, работающего на дли-
не волны 1,15 мкм, мощностью 0,5 мВт проходит через акустооп-
тический модулятор (который расщепляет его на две частотные
составляющие) и фокусирующую линзу. Луч, сфокусированный в
пятно диаметром 5 мкм, имеет площадь 2,5-10~7 см2, что позво-
ляет получить плотность мощности 7^2-103 Вт/см2. Используя
фотокатод из CssSb с работой выхода 2,05 эВ и токовой чувстви-
тельностью [7.23] 5-Ю-11 / A/Вт, можно получить двухфотонный
ток примерно 5-10“и А. Подобный эксперимент позволил бы про-
верить справедливость формул (7.15) — (7.27). Если использовать
YAG: Nd-лазер вместо неон-гелиевого, то экспериментальное уст-
ройство упростится, так как отпадает необходимость в очень тща-
тельной фокусировке.
Хотя в этом параграфе обсуждалось линейно-поляризованное
излучение, значительное увеличение ^-фотонного тока может на-
блюдаться и для излучения с круговой (или эллиптической) поля-
ризацией [7.46]. Заметим, что из измерения токовой чувствитель-
ности для разных значений тс можно получить информацию о вре-
мени нахождения фотоприемника в промежуточном состоянии (п).
Наконец, отметим, что использование двухфотонного смещения
в трехчастотном нелинейном гетеродинном приемнике привело бы
к уменьшению отношения сигнал-шум на коэффициент (Р1/Р2),
соответствующий поглощению двух «немонохроматических» фо-
тонов. Следовательно, такое устройство непригодно для данной
задачи. Следующий параграф посвящен обсуждению трехчастот-
229
ного метода, но с использованием однофотонного фотоприемника.
В этом случае нелинейность определяется элементами электрон-
ной схемы, а не многофотонностью процесса, и (нежелательное)
уменьшение отношения сигнал-шум не проявляется.
7.3. ТРЕХЧАСТОТНЫЙ ОДНОФОТОННЫЙ ГЕТЕРОДИННЫЙ ПРИЕМ
С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ НЕЛИНЕЙНОГО ПРИБОРА
Распространение обычных методов микроволнового гетероди-
нирования на ИК и видимую области спектра и сопутствующее
увеличение на много порядков доплеровского сдвига для цели с
данной скоростью обеспечивают более успешное ее обнаружение
[7.47], однако при этом проявляются перечисленные ранее труд-
ности. Если радиальная скорость цели или разность частот пе-
редатчика и гетеродина в системах связи не может быть установ-
лена (например, когда неизвестна частота гетеродина), то очень
трудно обнаружить слабый сигнал, используя стандартный одно-
или многофотонный гетеродинный метод. Неизвестная промежу-
точная частота (ПЧ) вынуждает использовать широкополосные
детектор и электронный тракт, в результате чего уменьшается
отношение сигнал-шум, или частотное сканирование приемника
или гетеродина. Скорость сканирования ограничена временем
отклика системы. К тому же, чтобы сигнал гетеродина оставался
в пределах электрической полосы пропускания системы, частота
его должна быть стабильной относительно частоты сигнала и ее
можно было бы регулировать, чтобы следить за переменным во
времени доплеровским сдвигом. Эти трудности более существен-
ны в ИК и видимой областях из-за большого значения ПЧ (до-
плеровский сдвиг пропорционален частоте излучения).
В этом параграфе обсудим работу трехчастотного однофотон-
ного нелинейного гетеродинного приемника, пригодного для рабо-
ты радара в непрерывном и импульсном режимах, а также для
аналоговой и цифровой связи. Идея этой схемы, подобной схеме
гетеродинного радиометра, впервые была предложена в 1969 г.
[7.48] и экспериментально проверена в 1972 г. [7.49]. Примени-
мость системы детально теоретически изучена в [7.50—7.52].
Система позволяет реализовать почти идеальное отношение сиг-
нал-шум, характерное для обычного гетеродинного приема, при-
чем устраняются некоторые из обсуждавшихся ранее трудностей.
Часто устраняется необходимость использования высокочастот-
ной электронной аппаратуры, улучшается согласование полных
сопротивлений, снижается коэффициент шума системы и расширя-
ется рабочий диапазон по сравнению с их значениями в обычном
случае.
Отпадает необходимость как обычного частотного сканирова-
ния, так и стабильного гетеродина. Это позволяет непрерывно
наблюдать цели с доплеровским сдвигом частот значительно боль-
шей величины, чем было возможно раньше, что в особенности
важно в ИК и видимом диапазонах, где доплеровские сдвиги обыч-
230
ио велики [7.47]. Более того, для трехчастотной системы, как бу-
дет показано дальше, возможно увеличение отношения сигнал-шум
на выходе по сравнению с его значением в обычной системе из-за
уменьшения шумовой полосы.
Применяемое в этом параграфе понятие «нелинейный» относит-
ся к последетекторному электронному тракту, а не к самому про-
цессу, который также может быть назван нелинейным, так как
включает в себя смешение или умножение. Это другой тип нели-
нейности по сравнению с обсуждаемым в § 7.2. В рассматрива-
емой системе оба сигнала малы, но хорошо известна разность ча-
стот Av передатчика. С учетом частоты гетеродина fL получим
трехчастотную смесительную систему. Помимо гетеродинного сме-
сителя для получения выходного сигнала на частоте, очень близ-
кой к Av, независимо от доплеровского сдвига частот сигналов
включается нелинейный элемент, такой как квадратичный прибор.
Полная структурная схема системы приведена в разд. 7.3.1. В
разд. 7.3.2—7.3.4 рассмотрено применение ее в случае непрерыв-
ной работы радара с синусоидальным, гаусс-гауссовским или га-
усс-лоренцовским входными сигналами соответственно. Раздел
7.3.5 посвящен использованию системы в аналоговой связи, разд.
7.3.6 касается низкочастотных применений метода. За числовы-
ми примерами разд. 7.3.7 следуют оценки характеристик системы
для двоичной связи и импульсного радара в вакуумном канале
(см. разд. 7.3.8) и логарифмически-нормальном атмосферном ка-
нале (см. разд. 7.3.9). В разд. 7.3.10 обсуждены полученные ре-
зультаты. Основные результаты выражены через отношение сиг-
нал-шум на входе и выходе системы.
7.3.1. Структурная схема системы
На рис. 7.3 показана структурная схема радарного варианта
системы. Передатчик излучает две волны с частотами fi и /г, раз-
ность которых fc=|fi—/2)= Av известна с большой точностью. Это
легко осуществить, в частности, если передатчик — двухмодовый
V
Рис. 7.3. Структурная схема трехчастотной нелинейной гетеродинной радарной
системы
231
лазер (так как частотный сдвиг одинаков и fc остается постоян-
ной) или если одночастотный лазер модулирован и имеет две ча-
стотные компоненты. Волны претерпевают доплеровский сдвиг в
результате отражения от движущейся цели, природа которой не-
существенна. Таким образом, волна с частотой f возвратится с
частотой которая определяется стандартной формулой допле-
ровского сдвига для нерелятивиетского случая,
f' = f(l±2V"/c), (7.33)
где Цц —радиальная скорость цели, с — скорость света. Таким
образом, полагая получаем новую разность частот двух
волн после отражения от цели
/>l/;-/2l=/c±2(y|l/C)f, (7.34)
Помимо частотного сдвига из-за эффекта Доплера в типичной
радарной системе может наблюдаться уширение спектральной ли-
нии каждой волны, связанное с рассеянием от движущейся цели.
Для вращающейся цели уширение порядка где R — «ра-
диус» цели, в)± —компонента угловой скорости, перпендикуляр-
ная к направлению луча, % — длина волны передаваемого сигнала
[7.9]. Как будет показано ниже, для реальных систем разность
/с—fc может быть сделана много меньше уширения и поэтому ею
можно пренебречь. Следовательно, с большой точностью можно
считать f'c=fc-
Приемник сигнала включает в себя гетеродинный смеситель с
гетеродином, за которым следуют разделительная емкость и
фильтр с полосой bf = fn—fi. Здесь fn и fi— верхняя и нижняя
частоты полосового фильтра. В случае недостаточной информации
о доплеровском сдвиге (именно в этом случае трехчастотная
схема практически полезна) А/ должна быть большой, перекрыва-
ющей широкий диапазон частот. В дальнейшем будем обсуждать
случай Д—>0, так что \f=fn- Шум мощного гетеродина предпола-
гается дробовым, который в пределе большого тока становится га-
уссовским [7.53]. С хорошим приближением спектр шума можно
считать белым. На выходе приемника имеются квадратичный или
другой нелинейный прибор и узкополосный фильтр с центральной
частотй fc= |fi—/г | - Детальное описание системы будет приведе-
но дальше.
Смеситель состоит из фотоприемника и гетеродина. Основная
задача заключается в определении отношения сигнал-шум на вы-
ходе фотоприемника. Электрическое поле на выходе определяется
тремя плоскими параллельными совпадающими по направлению
электромагнитными волнами, которые предполагаются поляризо-
ванными и нормально падающими на фотоприемник. В пределах
апертуры детектора предполагается пространственная когерент-
ность первого порядка. Напряженность полного электрического
поля Et на входе приемника можно записать
Et = A! cos (©i t + ФД + Л2 cos (<о21 + <p2) -f- AL cos (сод t + <pL). (7.35)
232
Здесь (oi и (02 — угловые частоты двух приходящих сигналов
(для упрощения штрихи у (Oi и 02 опущены), <pi и q?2 — их фазы и
<ol — угловая частота излучения гетеродина. Предполагается, что
волны Д], Д2 и Al поляризованы одинаково. В ИК и видимом диа-
пазонах сигнал на выходе фотоприемника или смесителя пропор-
ционален полной интенсивности регистрируемых волн. С учетом
квантовой электродинамики поглощения фотонов фотоприемника-
ми [7.10, 7.12—7.14], сигнал г на выходе состоит только из посто-
янных слагаемых и из слагаемых, изменяющихся с разностными ча-
стотами. Таким образом, для Г2 или f'2,
Г = р {Л 2 + Д 2 + Д 2 + 2 A Al cos [(Oh - (DL) t + (<Pi - (Pl)] +
+ 2 Д2 Al cos [((o2—(dl) / + (ф2—<pJ] + 2 Дх A2 cos [(о,— (o2) / +
+ (ф] Ф2)]}’ (7.36)
где 6 — коэффициент пропорциональности, учитывающий кванто-
вую эффективность фотоприемника. В случае, когда волны не об-
ладают пространственной когерентностью первого порядка и (или)
поляризованы в разных направлениях, сигнал г уменьшается
[7.5, 7.8, 7.15].
Поскольку излучение гетеродина можно сделать намного ин-
тенсивнее сигнального, т. е. Дь^>Д1, Д2, можно записать
г « 0 Л 2 {1 4-(2 AJAl) cos [(<вх—coL) / + (Ф1—фс)] +
+ (2 Л2/Л£) cos [((о2—юд) / + (ф2—фд)]} (7.37)
Слагаемым, содержащим ®i—(о2, можно пренебречь из-за
сравнительно малой его амплитуды. Обозначим
Гй£^Р(Л2 + Л2 + Л2) «рЛ£ ; (7.38а)
гпч г= 2 р Аг Al cos, [(<ах—сод) t + (фх—фд)] + 2 р Л2 Лд cos х
X [(<в2—(Од) t + (ф2—Фд)1 = rdc {(2 Лх/Лд) cos [(«!—<о2) t +
+ (Ф1—фд)1 + 2 cos [(®2-а>д)/ + (ф2-фд)»- (7.38б>
Среднее квадратическое значение отклика фотоприемника
<^ч> = (2 AVAl + 2 АУА1} = 2 г*с (Р, + Р2)/Рд, (7.39)
где Pi, Pz и Pl — мощности излучения двух сигналов и гетеро-
дина.
Рассмотрим сигнал шума гп фотоприемника, считая его дро-
бовым, который в случае фотоэмиттера или идеального обратно-
смещенного фотодиода [7.5, 10, 14] описывается хорошо извест-
ной формулой [7.5, 7.54]
<^)-=2^сАД (7.40)
в которой Af— ширина полосы шума, обусловленная неопределен-
ностью доплеровского сдвига, q — заряд электрона. Для сравни-
тельно мощного гетеродина
rdc^y\qPLlhfL, (7.41)
233
где tist1i — квантовая эффективность, h — постоянная Планка.
Из (7.39)—(7.41) получаем отношение для (СШ)Мощ= (СШ)(1>|
(СШ)М0Щ = <г2 ч>Дг2) = t) (Л + Ш A f, (7.42а)
не зависящее от Pl- Если обозначим Рг=Рг}-Р2 и положим v=
И (СШ)вх= (СШ)МОщ, то получим
(C£7)BX = t]Pr/ftvAf. (7.426)
Это выражение аналогично (7.1) за исключением того, что-
Рг — полная мощность входного сигнала. Отношение (СШ) вх> ОП-
ределяемое (7.426), является отношением сигнал-шум на входе
квадратичного прибора, следующего за фотоприемником.
С помощью разделительной емкости можно отфильтровать
постоянную составляющую сигнала. Сигнал с нулевым средним!
значением поступает в широкополосный квадратичный прибор.
Обозначая sa(0 =2М1-^ьcos ['(®i— ®l)/+(<Pi—<рь)], sb(t) =
=2P-4271i,cos [(®2—®ь)/+(<р2—фь)] и шум n(t) и используя обоб-
щение «прямого метода» [7.55] для суммы трех сигналов, можем
записать сигнал x(t) на входе квадратичного прибора:
x(t) = sa(t) + sb(t) + n(t). (7.43)
Сигнал на выходе квадратичного прибора
У (t) = а х2 (0 = a [s2 (/) 4- S2 (/) + п2 (t) + 2 sa (t) sb (f) +
+ 2sa(t)n(t) + 2sb(t)n(t)], (7.44)
где а — скалярная постоянная. Для стационарного случайного-
процесса математическое ожидание (среднее значение) величи-
ны y(t)
Е (У) = а [Е (s2) + Е (s2) + Е (п2)] = а (а2 + о2 + о2) (7.45)
для всех t. Здесь символ Е обозначает математическое ожидание-
(среднее значение). В (7.45) обозначена о2а = Е(s2a), o2b = E(s2b)
и о2п=Е(п2). Кроме того,
У2 (0 = а2 [sa (П + sb (Z) + п (О]4 (7.46)-
и среднее квадратическое значение y(t)
Е (у2) = а2 [£ (s4) + Е (s4) + Е (п4) + 6о2о2 + 6о2о2 + 6а2а2]. (7.47)
При выводе (7.45) и (7.47) предполагалось, что sa(t), sb(t) id
n(t) не зависят друг от друга и что E(sa) =E(sb) =Е(п) =0.
Корреляционная функция на выходе квадратичного прибора
Ry(ti> t2/ = E(y1y2) = d2 EKs^ + sn + n^2 (Sa2 + sti + n2)2]. (7.48>
Для стационарных процессов, подставляя t = /i—12, получаем
Ry W = Raxa (T) + Rbxb (x) + Rnxn (t) + Raxb W + Raxn (t) + RbXn Ь),
(7.49>
где Raxa (X) = a2 Rat (t) ; Rbxb (t) = a2 Rv (t); (7.50a); (7.506>
234
Rnxn (т) = а2 /?„» (т); Raxb (т) = 4 а2 Ra (т) Rb (т) + 2 а2 а2 о2;
(7.50в); (7.50г)
Raxn (т) = 4 а2 Ra (т) Rn (т) + 2 а2 о2 о2 ; (7.50д)
Rbxn (т) = 4 а2 Яь (т) Rn (т) + 2 а2 а2 о2 ; (7.50е)
Ra> (т) = Е (s2, s22) ; Ra (т) = Е (sa sa2) и т. д.
Если известна точная форма корреляционных функций, то мож-
но использовать преобразование Фурье для получения спектраль-
ной плотности мощности на выходе, которая, в свою очередь, по-
зволит оценить отношение сигнал-шум по мощности на выходе
трехчастотной схемы.
7.3.2. Применение. Радар, работающий в непрерывном режиме,
с синусоидальными входными сигналами
Предположим теперь, что на вход фотоприемника поступают
две чисто синусоидальные волны с постоянной по площади фото-
приемника фазой. Это может быть, например, в случае, когда луч
расщепляется оптически плоским зеркалом и все эффекты ушире-
ния пренебрежимо малы. Обозначим Aa=2f}AlAL, Ab = 2pA2Ai„
<Оа = ®1—(|)ь = (|)2—фа = ф1—Фь и ф6 = ф2—фь. СИГНЭЛ НЭ ВХО-
де квадратичного прибора
s (0 = sa (0 + sb (/) = Аа cos (<оа t + фа) + Ab cos (®ь t + фь). (7.51)
Амплитуда Аа и Аь в этом случае постоянны, а фазы фа и фь
изменяются по случайному закону с однородным распределением
в интервале (0,2л) и независимы друг от друга. Легко получить
Ra (Л = Е (sai Sai) = А2а Е fcos (а>а h +
+ Фа) cos (©а 1г + Фа)] = (1 /2)A2 cos аа т, (7.52)
с т=Л—t2. Аналогично
Яь(т) = Е (sM $62) = (1 /2)А2 cos <о6 т. (7.53)
Полная функция корреляции входного сигнала /?«(т) равна
сумме отдельных корреляционных функций:
Rs N = Ra (т) + Rb (т) = (1/2)А^ cos <oa т+ (1/2) Л2 cos <оь т. (7.54)
Выполнив преобразование Фурье, получим спектральную плот-
ность мощности сигнала на входе
Л2 А1
<$« (Л = А (6 (f-fa) + S (f + fa)] + [8(f-fb) + 8(f + fb)],
4 4
(7.55)
где fa = (Oa/2n=fi—‘}l и fb = ®bl2n=$2—fL.
235
Дробовой шум мощного гетеродина будем считать гауссовский во
всей полосе частот [0, fn]. Таким образом, спектр шума
sn(f)= И для оо/к/п, , (75б)
(О в другой области.
Полная спектральная плотность входной мощности Sx(f),
включая и шум, приведена на рис. 7.4. Произвольно предположе-
но, что /1>/2 ИЛИ fa>fb И Аь>Аа.
Из (7.50) получим
Raxa (Т) = а2 Е (s2, s22) = а2 Е [A4 cos2 (©а +
+ <ра) cos2 (<оа t2 + <ра)] = А4 + A4 cos 2 соа т. (7.57a)
4 о
Аналогично,
Rbxb (т) = ~ А4 + у A4 cos 2 ч т. (7.576)
Также
R ахь (т) = 4 а2 Е (sal sa2) Е (sbl Sbt) + 2 а2 о2 о2 = -^ А2 А* х
X cos (<йд—(06)t+ у A2A2cos((oa + cob)x+А2 А2. (7.57в)
Заметим, что из-за нулевого среднего значения
°a= (0) = А2/2 и о2 = 7?6 (0) = А2/2. (7.58)
Полная компонента сигнал-сигнал функции корреляции J?sXs(t)
может быть записана в виде
Rsxs (Т) = Raxa (Т) + Rbxb (т) + Raxb (т) = (А2 + А2)2 +
-|- — А4а cos 2 coa т + — A4 cos 2 со6 т +
8 8
+ ^- A2 A2 cos (coa—соь)т+ A2 A2 cos (®а-|-(оь)т. (7.59)
Сигнал-сигнальная часть спектральной плотности мощности оп-
ределяется преобразованием Фурье:
Ssxs (/) = ~ (Л2 + А2)2 6 (/) + [б (f- 2 fa) + б (/ + 2 )д)1 +
а2 Л4 а2 А2 А2
+ —± [6(/-2/b) + 6(/+2/fc)] + —[б(/-fa + fb) +
16 4
а2 А2 А2
±^(f + fa-fb)] + ------- [б(/-/а-Л)+6 (f + fa + fb)]- (7.60).
4
Графическое изображение выражения (7.60) показано на рис. 7.5-
236
Для компоненты сигнал-шум корреляционной функции, исполь-
зуя (7.50д) и (7.50е), получаем
Rsxn (^) — Raxn СО + Rbxn СО = 4 a2 Rn (т) [7?а (т) + Rb (О] +
+ 2а2 а2 (а2 + о2) = 2а2 Л2 Rn 1т) cos (оат +
+ 2 а2 Л2 Rn (т) cos <о6т + а2 (Л2+ Л2) о2 (7.61)
Рис. 7.4. Спектральная плотность мощ-
ности на входе квадратичного прибора
для синусоидальных сигналов. Если
Ла =7^ Ль, то произвольно выбираем
Ль>Л а
Рис. 7.5. Спектральная плотность мощ-
ности сигнал-сигнальной компоненты
на выходе квадратичного прибора (слу-
чай синусоидальных сигналов)
Соответствующая спектральная плотность мощности
Ssxn (f) = & л2 [S„ (f~fa) + Sn (Ша)] + «2 42 [5„ (f~fb) +
+ Sn(f + fb)] + а2 (Л2 + Л2) о2 6 (f), (7.62)
где центральная частота f0 выбрана равной нулю. Эта спектраль-
ная плотность приведена на рис. 7.6.
м Площадь 2а2 (А2 +
2а2 (А2 + A'b}i~J
I------Ч/ (А2+2А]Л>!
П П------£(A2+A2b}N
/п + 'а
X
Площадь =4а2Л'2^
----4о2 \2 fn
d______hj------------и.
-fb -!„ + fb
' 0
n
-2/
Puc. 7.6. Спектральная плотность мощ-
ности компоненты сигнал-шум на выхо-
де квадратичного прибора (случай си-
нусоидальных сигналов)
Рис. 7.7. Спектральная плотность
мощности компоненты шум-шум на
выходе квадратичного прибора
Поскольку 7?2п(т) =2)?2П-Ьо4п для гауссовского шума (7.56),
компонента шум-шум корреляционной функции (7.50в)
Rnxn (т) =•- 2 а2 /?2 (т) + а2 о4 (7.63)
237
откуда
S„x„ (f) = 2a2 +f Sn (/') Sn (f—f) df' + a* 6 (f). (7.64)
—oo
Для спектра шума входного сигнала, определяемого по фор-
муле (7.56), имеем
О* =+f Sn(f)df = 2fnN . (7.65)
—оо
Следовательно, уравнение (7.64) можно упростить:
snxn (/) = 4a2 f2nN4(f)+ |2a2^(2fn—IZI) для If К 2fn, (766)
(О для остальных частот.
Это соотношение графически изображено на рис. 7.7.
Полная спектральная плотность мощности на выходе Sv(f)
представляется суммой Ssx«(f), Saxn(f) и Snx.n(f) и изображена
на рис. 7.8; предполагается, что fc=fa—fb—fi—fs лежит между
началом координат и fn—fa- В действительности fc может нахо-
диться где-нибудь в пределах полосы fn- Рассмотрим два предель-
ных случая: а) 0<fc<fn и б) fn—fb<-fc<fn-
Рис. 7.8. Полная спектральная плотность мощности на выходе квадратичного
прибора для случая синусоидальных сигналов. Соотношения между буквами на
оси абсцисс и частотами следующие: (Л)—\2fn(B)— fn—fa(C)t—fn—fb(D)^—2fa(E\—
4n(F)4a4b(G)-2fb(H)-fn + + f b (Ktfa-fb (L)fn-
-fa (N)2fb (P)fa + fb (Q)f n (J?) 2fa (S)fn*h (T)fn +fa (U)2f„.
Заштрихованные площади определяются шириной В полосы частот полосового фильтра на
выходе
Поскольку fc — fa—fb известна с большой точностью, после квад-
ратичного прибора можно установить полосовой фильтр с цент-
ральной частотой fc и получить выходной сигнал на этой часто-
те. Получим отношение (СШ) ВЫх и выразим его через
238
= (СШ) мощ Для двух предельных случаев, рассмотренных в пре-
дыдущем разделе.
Из (7.60), а также из рис. 7.5 или 7.8, видно, что мощность
выходного сигнала на частоте fc
$вЫх = «2Л*Л2/2. (7.67)
Для фильтра С шириной ПОЛОСЫ В И ДЛЯ 0<Zfc<fn—fa мощ-
ность шума на выходе определяется площадью под кривой спек-
тральной плотности мощности, ограниченной полосой В (см. рис.
7.6—7.8), которую для простоты выбираем прямоугольной. Хо-
тя, строго говоря, прямоугольная функция В (так же, как и Af)
нереализуема, это не критично, так как важна площадь под кри-
вой, а не детали формы. В результате
^вых = 4а2 KB (A2a + Al) + 4^N2B(2fn-fa + fb)^<fc<fn-fa-*
(7.68)
Первое слагаемое обусловлено взаимодействием s%n, второе —
«Х«-
Уравнение (7.68) можно получить также из (7.62—7.66).
Окончательное отношение (СШ)ВЫХ на выходе полосового
фильтра для первого случая имеет вид
(СШ)ВЫХ = £ВЫХ/Л'ВЫ х = А2 Д2/8 nb [(А2 + A2^ + JV(2fn_fa + ГьЯ.
0<fc<Fn-fa- (7.69)
Мощность сигнала SBX и шума NBX на входе получаем из
рис. 7.4:
5вт = ^(0) = (Л2 + Л|)/2; 7VBX = O2=2/n^.(7.70a), (7.706)
Таким образом, можно записать: (СШ)вх=8ах/Ывх = (Л2а-Ь
+A*b)/4fnN.
Выражение (7.69) можно переписать:
(СШ),Ы1=------------------------0</с</„-Л,; (7.71)
) + 2(СШ)вх
(7.72)
в(л’ + 4)! + < в КП-Ер)1!
где — отношение мощности сигнала в двух лучах, т. е. gp=
= Л22/Д2ь
Поскольку отношение сигнал-шум на выходе обратно пропор-
ционально В, необходимо предельно уменьшить ширину полосы.
Фактически, чтобы были справедливы приведенные выше соотно-
шения, необходимо выбирать B<^fn, хотя для произвольного В ре-
зультат легко получить из рис 7.8 и связанных с ним уравнений.
Если fc = fa—то минимальное значение
(СШ)^ = kP 1 + 2 (СШ)ВХ]. (7.73)
239
Зависимость (7.73) показана в логарифмическом масштабе на
рис. 7.9. Так как с увеличением fc отношение сигнал-шум на выхо-
де будет увеличиваться, то кривые будут сдвигаться вверх по ме-
ре увеличения fc. На прак-
тике следует избегать слу-
чая fa=fb из-за появле-
ния дополнительного шума.
Рис. 7.9. Зависимость
(1/М(СД/)вых ОТ (СГЯ)вх-
Истинное отношение сигнал-шум
зависит от соответствующих ве-
личин (/а—/6) и fn Й лежит в
заштрихованной области Эта
зависимость применима также к
случаю гауссовского сигнала при
условии замены kp на kG или
kL для гауссовского и лоренцев-
ского спектров соответственно
Рассмотрим теперь второй случай, когда fn—fb<.fc<.fn- Вы-
полнив аналогичные вычисления, получим
Мвых= 2а2 NB (Л2 + А2) + 4а2 № В (2 fn-fa+fb),
fn-fb<fc<fn^ (7-74)
так что
= 7,,,,С„„ ' f--l'- < <7-75>
[ 1 — (fa— fb)/2 fni + (СШ)вх
При fc=fa—fb=,fn получим максимальное значение (СШ)т.
(СШ)™* = 2 kP (СШ)2вк/[( 1 + 2 (СШ)В1]. (7.76)
Логарифмическая зависимость (7.76) также приведена на
рис. 7.9; кривая (CUJ)minBhlx смещена вниз на 1g2. Ясно, что в
промежуточных случаях, т. е. при 0<fc<fn кривая (СШ) вых дол-
жна находиться между (СШ)™пВЪ1х и (СШ)тахвых. Таким обра-
зом, для оптимального значения отношения сигнал-шум предпо-
чтительнее поддерживать известную разность частот Av около
выбранной максимальной частоты fn. Для всех случаев уменьше-
ние В приводит к улучшению отношения сигнал-шум.
Легко показать, что оптимальные условия получаются при
одинаковой мощности в каждом луче. Из (7.72) следует, что
kpocA2aA2b/(Д2а+Л2ь)2. Вследствие симметрии относительно Аа и
Аъ можно максимизировать kP, приравняв производную (dkPl
/дАа) |const нулю. Это приводит к соотношению Аа = Аъ.
Из (7.73) и (7.76) следует, что (СШ)ВЫх ограничено:
fep(Cffl)2x < <2fep(C<x
1 + 2 (СШ)ВХ 1 ,вых ^1+2 (СШ)ВХ ’
(7.77)
240
в предположении, что f'z или f'2. Для частот ге-
теродина, лежащих между сигнальными, на выходе квадратично-
го прибора при If'i—/'2| возникает слагаемое скорее с суммарной,
чем с разностной частотой, и поэтому оно попадает в область ча-
стот, в которой уровень шума мал. Следовательно, с точки зрения
получения максимального значения отношения сигнал-шум этот
случай наиболее желателен, так как позволяет легко реализовать
необходимую верхнюю границу. (Напомним, что следует избегать
вырождения.) Тем не менее обычно работают при худшем усло-
вии, когда частота гетеродина больше или меньше обеих частот
сигнала. Рассмотрев специфический (и оптимальный) случай
Аа=Аъ, так что Kp=fn/4B, (СШ)вх = т]Рг11ту1п, как следует из
(7.426), получим
fn [ (Ц Pr/hv f п)2 1 < {СШ} < fn Г ftPr/hvfn)2 1
4В [1 + 2 т]Prlhvfn ;вых^ 2 В [1+2nPr//Iv/n| '
Отсюда находим приближенное среднее значение
(СШ)ВЫХ« — [ 1 .
/вых зв [l+SnPr/ftvfnJ
(7.78)
(7.79)
Случай АаУ=Аъ будет рассмотрен в § 7.4
Для определения гетеродинного порога PTmin трехчастотной
схемы положим (СШ)ВЫ1<=1 и решим уравнение относительно Рг.
Получим
(7-80а)
hv fn fn L fn \ fn P
Поскольку 5<Cifn,
PT
hvfn
и поэтому
зв , (зв\'/2 ( . . зв\ . /ЛЗВ
т:+\т) \ 1+2“J i-
ртт,п« V3 В fnhv/rj =-. УЗ B/fn Pr min
(7.806)
(7.81)
где Prmin = (fnlr\)hv— порог обычной гетеродинной системы с доп-
леровской неопределенностью частоты fn [7.4, 7.5]. Таким обра-
зом, выбирая можно уменьшить порог
Рmin Рг mint P^fnt (7.82)
используя трехчастотный нелинейный гетеродинный прием. Урав-
нения (7.77—7.82) представляют собой основные результаты про-
веденного анализа.
В пределе большого (СШ)ВХ [большой входной сигнал и (или)
малая доплеровская неопределенность] Prlfn^hvlx\ и (7.78) при-
водится к виду
Л Pr/8 h v В < (CZZ/)BbIX < т| Pr/4 h v В. (7.83)
Это выражение можно аппроксимировать:
(СШ)ВЫ х « \ = fjL. (СШУ m , (7.84)
6 hv В QB\hvfn 1 SB мощ
241
Где (C/Z/)rMOm=T]Pr/ftvfn — отношение сигнал-шум для обычной
гетеродинной системы (7.426). Снова получим, что
(С^)зых , (7.85)
при B<^fn.
7.3.3. Применение. Радар, работающий в непрерывном режиме,
с гауссовскими входными сигналами (гауссовский спектр)
Предположение о синусоидальном сигнале является идеализа-
цией, упрощающей физическое и математическое рассмотрение
проблемы. В большинстве реальных случаев гетеродинный сиг-
нал имеет конечную ширину полосы [7.2, 7.5, 7.9, 7.10, 7.14] из-за
шероховатости поверхности отражающей цели в радарной систе-
ме или из-за модуляции несущей в системах связи. Эксперименты
показывают, что для рассеянного гауссовского излучения спект-
ральная плотность мощности часто также гауссовская [7.9, 7.14,
7.57, 7.58]. В этом разделе рассмотрим именно этот случай.
Предположим, что два входных сигнала на фотоприемнике
Ei(t) и имеют форму узкополосных гауссовских процессов:
Ег (/) = Ai (t) cos (соа t + фО ; (7.86а)
£2 (t) = Л2 (f) cos ((Оо t + ф2), (7.866)
где для любого t две независимые амплитуды Л1(£) и Л2(/) из-
меняются случайно в соответствии с распределением Рэлея и
две независимые фазы qpi и ф2 однородно распределены в интерва-
ле (0, 2л). Необходимо подчеркнуть, что рассматриваемый здесь
случай независимой амплитуды справедлив только для доста-
точно больших значений Av и сравнительно больших мишеней.
Сигнал на входе квадратичного прибора после смешения с сигна-
лом стабильного гетеродина и отфильтровки постоянной состав-
ляющей [7.9, 7.10, 7.14]
S(0 = 2₽ Al Аг (t) cos [(®1—®д)/ + (ф1—фь)] +
+ 2 р Al Л2 (0 cos [(со2—cor) t + (ф2—фь)]. (7.87)
Поскольку р и Ль постоянны, то новые амплитуды Ла(0 =
= 2рЛьЛ1 (/) и Ль(0 =2рЛьЛ2(О также имеют распределение Рэ-
лея. Аналогично, новые фазы фа = Ф1—Фь и фь = ф2—Фь, как можно
легко показать, однородно распределены в интервале (0, 2л). По-
этому гауссовская природа узкополосных сигналов сохраняется,
при условии, что частота изменения огибающей меньше, чем про-
межуточных частот cot—col и со2—соь [7.9, 7.10, 7.14]. Следователь-
но, можно записать
S (/) = Aa(t) cos (со^ + фа) + Аъ (0 cos (<М + фь). (7.88)
Спектральные плотности мощности для узкополосных гауссов-
ских сигналов также гауссовские, т. е.
Ss(f) = Sfl(f) + Sb(f), (7.89а)
242
где
5e(/) = Paexp
Sb(f) = Pbexp
(f-fg)2~
2 Ya
(Л—/ь)а1
2?2Ь
+ Paexp
+ Л>ехр
(/ + /о)2
2 Те
(f + fb)2
2?ь
(7.896)
(7.89в)
здесь Ра и Рь — значения в максимуме гауссовского распределе-
ния, уа и уь — стандартные отклонения. Мощности сигналов мож-
но записать в виде
ffa= Т Sa(f)df = 2V2nyaPo= (7.90а)
—оо
°? г__ (Ai\
= J Sb (f) df = 2 V2 пуь Рь^^г- (7.906)
—оо
Шум на входе снова
предполагаем гауссовским
во всей полосе [0, fn] и
поэтому его спектральная
плотность та же, что и в
случае синусоидального сиг-
нала. Диаграмма полной
спектральной плотности
мощности на входе квад-
ратичного прибора приве- Рис_ 7t0 Спектральная плотность мощ-
дена на рис. 7.10 (см. рис. ности на выходе квадратичного прибо-
7.4 — для синусоидальных ра для гауссовского сигнала и Рь>Ра
сигналов).
Так как сигналы представляют собой стационарные гауссов-
ские процессы, сигнальная функция корреляции на входе квадра-
тичного прибора определяется выражениями [см. (7.63)]
Raxa (?) - 2 а2 Я2 (т) + а2 о* ; (7.91a)
7?ЬхЬ(т)=2а2 Я2(т) + а2а4 (7.916)
Из (7.64) получаем преобразование Фурье для Раха(т)
Saxa (f) = 2 a2 +f Sa (f') Sa (f-f) df + a2 aJ6 (f) =
— 00
о 1/- о n2 Г -(!~2 fa)2/rf, , -(f+2U,/4'>’2 .
= 2 у ла2 уа Ра [е ,а а4-е а а +
— f2/4v^l л
+ 2е a] + a2^6(f) (7.92)
и, аналогично, Sbxb(f) с заменой а на Ь. Кроме того, используя
(7.50д), получаем
Saxb (Л = 4 К2л a2 /ехр j—+ +
243
+ exp
[f+(fa + fb)]2'
2(Va + Tb)
+ exp
[f — (fa — fb)]2
Цу2а + ^)
+ exp I~^~4Za—^2111 \ + 2 a2 a2 a2 6 (f).
I 2(y2b + ty J/
Полная спектральная плотность мощности
5s xs (f) = Saxa (/) 4" $bxb (f) 4* 5aXb (f)
(7.93)
(7.94)
показана на рис. 7.11 (см. рис. 7.5 для синусоидальных сигналов).
Для компоненты сигнал-шум корреляционной функции имеем
RsXn (’*) — Raxn (т) 4" RbXn (т) ,
-из (7.50е) следует, что
Raxn (т) = 4 a2 Ra (т) Rn (т) + 2 а2 а2 а2
для которого преобразование Фурье имеет вид
Sa*n(f) = 4 a2 J Sa(f) Sn(f-f')df+2a2 o2aa28(f).
Простые вычисления приводят к выражению
5axn (/) = 4 V2^1 a2 NPa Ya [ф ( Z + Zn~Z-°-
\ Ta
/ + /n + fa \_
Ya /
_ф f 1——1°-'
\ Ya
__Ф / f — fn + fa
\ Уа
где Ф(х) —нормальное распределение:
Ф (х) = J ехр
у 2 л -Ло
(7.95)
(7.96)
(7.97)
(7.98)
(7.99)
5$ X 5
Вклад
Рис. 7.11. Спектральная плотность мощности сигнал-сигнальной компоненты на
выходе квадратичного прибора (для гауссовского сигнала).
Площади под кривыми: площадь 1 —8л,а2(у2аР2а+у2ъР2ъ)\ площадь 2 =
^8тш2(уаРа) (уьРь); площадь 3 = 4ла2у2йР2ь; площадь 4=4ла2у2аР2а
244
Аналогично получим идентичный результат для 5ьХп (заменив
а на Ь). Полная спектральная плотность мощности Ssxn(f) пред-
ставляет собой сумму Saxn(f) И SbXn(f), т. е.
Ssxn (Л = Saxn (f) + sbxn (Л- (7.100)
Спектр Ssxn(f) показан на рис. 7.12. Предполагая, что нор-
мальные отклонения уо и малы по сравнению с шириной плато
на рис. 7.6, получим рисунок, очень похожий на рисунок, соот-
ветствующий случаю синусоидального сигнала. Единственное за-
метное отличие заключается в сглаживании резких углов. Малые
значения уа и уь позволяют избежать перекрытия спектра.
Площадь = 8\/2я а2 (Уа ?a + УьРЬ^ №
о
4'/21a2N(7llPa + 27hPb)
As/2t< a2Ра ^7ЬРЬ>
"pbZl— 4j2ita2N7aPa
fn^b\
h
Рис. 7.12. Спектральная плотность мощности компоненты сигнал-шум на выходе
квадратичного прибора (для гауссовского сигнала)
Спектральная плотность мощности корреляционной функции
шума такая же, как и в случае синусоидальных сигналов (см.
рис. 7.7). Диаграмма полной спектральной плотности мощности на
5y(f) ’
Рис. 7.13. Полная спектральная плотность мощности на выходе квадратичного
прибора для гауссовского сигнала. Отметим сглаживание всех резких краев.
Рисунок аналогичен рис. 7.6 за исключением замены дельта-функций гауссианами
245
выходе Sv(f) приведена на рис. 7.13, где произвольно выбрано
faZ>fb И fa—fb^fn fa^fn-
Поместим снова на выходе квадратичного прибора фильтр с
полосой пропускания В и центральной частотой fc=fa—fb. Исполь-
зуя рис. 7.11 и (7.93), находим
о _ 8а21/2^ (Та Ра) (ТЬРЬ) Г+в/2 / /2 \
= 16«аг(?,Р«)(Т1,Л)[2ф(в/2К + (7.101)
.Мощность сигнала на входе из (7.90)
SBI = 2 У2~П (То Ра + уь Рь). (7.102)
Мощность шума на входе та же, что и в случае синусоидально-
го сигнала. На основе рис. 7.7 и 7.12 мощность шума на выходе
хорошим приближением можно записать, как
Л^вых = 16 ]/2л a? NB (уа Ра + Vb Рь) +
+ 4 а? N2 В (2 fn-fa + fb), 0 < fa-fb < fn -fa ; (7.103a)
Л^вых = 8 |/Ул a2 AfB (Ta Pa + Vb Pb) +
+ 4 a2 № В (2 fn-fa + fb), fn -fb < fa-fb < fn. (7.1036)
Отношение сигнал-шум на входе:
(СШ)ВХ= (/2Wfn) (VaPa+n Pb)) (7.104)
можно легко вычислить отношение сигнал-шум на выходе:
«Ж™- Ц-tf Х^‘1+2<СШ) ° 1п-1а-.(7Л0^
(С1В)вь1х =---------------. fn-fb<fa-fb<fn . (7.1056)
f1—Ч"гЧ +<СШ>вх
\ Чп i
Эти соотношения идентичны (7.71) и (7.75) за исключением
замены коэффициента kp (7.72) на ka, который определяется сле-
дующим выражением:
», _ ___f_n___ (Уа Ра) (?Ь Pb) ( 1 т/г,/, 11)
в (УаРа + nPb)*
- fn (Vi Pi) (Тз Рг) I 1 .1
2^v2 + v2 (У1Р1 + УгР^ (и 12Ф(Ы) 1}“
<7Л06а)
где ________ ___________
и = В/2 V + у2ь = В/2 К V1 + Т2 (7.1066)
•246
и 5g — отношение мощностей в лучах:
5с = Т2^2/Т1Л- (7.106в)
Если устремим в (7.105а) fa—fb к нулю и выберем fa—fb=fn.
в (7.1056), то получим следующие пределы для (СШ)ВЫХ:
{СШ)^=кс {СШ)1К1[ 1 + 2 (СШ)В11; (7.107а)'
(СШ)- = 2 kc <СШ^Л1 + 2 J (7.1076).
по аналогии с (7.73) и (7.76). Заметим, что если частота гетеро-
дина лежит между сигнальными частотами, то верхний предел
можно уверенно использовать. Результаты, приведенные на рис.
7.9, применимы и к рассматриваемому случаю при замене kp
на kG.
Поскольку отношение сигнал-шум на входе одинаково для
гауссовского и чисто синусоидального сигналов [7.10], результа-
ты разд. 7.3.2 можно использовать непосредственно при замене
kp на kG. Таким образом,
- -*7j7=^= |vi2®w-D|= —и—.(z.iosrt
где
А2а^4УГпуаРа; А1^4У2луьРь. (7.1086); (7.108в)
Для лучей одинаковой мощности отношение сигнал-шум для’
гауссовского сигнала уменьшается по сравнению с его значением
для синусоидального на множитель [2Ф(«)—1] = [Ф(«)—
—Ф(—и)]<1. Ясно, что ширина спектра, определяемая величи-
ной Р\2а-1-у2&, должна быть минимизирована. Выражение для
гетеродинного порога приведено в разд. 7.4.3.
Рассмотрим теперь изменение kG с шириной полосы В, пред-
полагая постоянными параметры fn, уа, уь, Ра и Рь. Поскольку
и~В и kG~ (1/п)1[2Ф(п) — l]=z(u), достаточно проанализировать.
функцию г (и), показанную на рис.
7.14. Очевидно, что kG и, следова-
тельно, (СШ)вых увеличиваются при
уменьшении В. Очевидно также, что
мощность шума уменьшается быст-
рее, чем мощность сигнала до тех
пор, пока В не сузится до fc=fa—fb-
Этот эффект можно наблюдать на
рис. 7.13. Поэтому как для синусои-
дального, так и для гауссовского
сигналов желательно минимизиро-
вать В. Ограничения возникают из-
за разных доплеровских сдвигов
двух входных сигналов. Кроме того,
для данной полосы В весь сигнал в
случае синусоидальных волн будет
в
| й °'6
о СО л л
ф 5 0,4
1 а
з -S
о 0,2
X
° о
0 1 2 3 4 5
В, в единицах 2 (у2 + у2ь)
Рис. 7.14. График функции z(u),
который представляет собой за-
висимость отношения сигнал-шум
от В для гауссовских сигналов
24Г
принят, в то время как в случае гауссовского сигнала будет проде-
тектирована только часть.
Если положить, что и уб->0 при постоянной мощности
<т. е. ]/2^ТоРа=Л2о/4 И К2^>Л>=Л26/4), то гауссовский спектр
преобразится в дельта-функцию. При этом получим
lim SBbIX (гаусс) - (а2/2) Л2 А2Ь[2 Ф (оо)-1 ] = (а2/2) Л2 Л2
Та-^0,
Это выражение, как и ожидалось, определяет мощность на выхо-
де для случая синусоидального сигнала [(7.67)].
7.3.4. Применение. Радар, работающий в непрерывном режиме,
с гауссовскими входными сигналами (лоренцевский спектр)
В случаях когда узкополосные гауссовские входные сигналы
имеют лоренцевский спектр мощности, а не гауссовский, спект-
ральные плотности входной мощности имеют вид
£ ф __ _____В а Гд____|______Ед______
2[(/_/„Р+Г2] 2[(/ + /я)2+ Г|1 ;
sb (/) = ------------- +-----2— . (7.1106)
2[(f—/Ь)2+Г2] 2[(/+ ГЬ)*+ Г2]
Здесь Da и Db — произвольные постоянные, а Го и Гь — постоян-
ные, определяющие ширину спектра. Выполняя обратное преоб-
разование Фурье, найдем корреляционные функции
Ra (т) = л£>аехр(— 2лГо|т|)соз 2 л fa т ; (7.111а)
Rb (т)== л£)6ехр(—2лГь|т|)соз 2л/ьт. (7.1116)
Мощности входных сигналов описываются выражениями
+°° /А
о2 = J Sa(f)df = nDa=^>-, (7.112а)
о2 = Т Sb{f)df = nDb~ • <7Л12б>
Рассматривая те же шумы, что и в предыдущем разделе, и
используя (7.50), (7.91) (7.97) и (7.111), получаем спектральную
плотность мощности на выходе
Saxa (/)=--а2 л Я2
Го
(/ — 2/а)2+4 Г2
(/+2/а)2 + 4Г2
+ a2o£S(f) ;
SbXb (f) — SaXa >
(7.113a)
(7.1136)
SaXb (f) = a2 nD'a Db
L (/ —/а —/&)2+(Го+Г6)2
248
________Гп + Г6________।________Га + Гь________|_
(f + fa + fb)2 + (Гд + Гь)2 -Г (/ — /о + /6)2+(Го + Гь)2 "Г
+---------£а±_£ь--------1 + 2 а2 О2 а2 S (;j (7. i 13в|
(f + fa — /ь)2+(Га+Гь)2 | а Ь
Saxn(/)=2a2^flarctg (------------------ X
11(7 —/а)2 + Г2 —/2]
(f2 + /* + ^-f2)
[(/ + /а)2+Г2-/2]-4/2Г2
4-2 а2 а2 а2 6(f);
Sbxn (f) — Saxn \a-*b
(7.113г)
(7.113д)
при 0<arctgx<n (исключены отрицательные углы). Для узких
спектров (Га, Гь малы) спектральные плотности мощности для
лоренцевского спектра будут такие же, как и для гауссовского.
Можно просто заменить 2уг2луаРа и 2 У"2луьРь соответственно-
на nDa и nDb [см. (7.90) и (7.112)].
Можно вычислить сигнал и шум на выходе и получить СШЪ^
следующим образом:
4-В/2
^вых ~ 2 ла2DaDb J
—В/2
Гд+Гь
/2 + (Га + ГЬ)2
df =
= 2 ла2 DaDb arctg
4В(Гд+ГЬ) •
4(Га+ГЬ)Ч-В2
(7.114)
при 0<arctgx<n. Для малой ширины полосы В мощность шума
на выходе
/а-^+^/2
Nвых J [Saxn^ (/)+ Sbxn (f) + sпхп (f)]df+
~1a+fb+Bl2
+ J [S„xn (/)+3fcxn (ЛН- Saxn if)] df «
~fa+fb-B/2
в [Saxn (fa — fb)~\~Saxn ( — fa + ffc) + Sbxn (fa — fb) +
+ Sbxn(~fa + fb)] + ^^N2B(2fn-fa + fb). (7.115}
Как приближение используем замены 2]^2луаРа на nDa й
2 ]/~2л\ьРь на nDb на рис. 7.12 и получим
Л^вых = 8 na2 NB (Da + Dt) + 4 a2 N2 B(2fn-fa + fb),
0<fa-fb<fn~fa-, (7.116a>
jVbhx = 4 ла2 NB (Da + Db) +4a2 N2 B(2fn—fa + fbf,
fn-fb<fa~fb<fn- (7.1166)
Используя отношение сигнал-шум {см. (7.112)] в виде
(CZZ/)BX = «(Da + Db)/2yfn (7.117)
249
и (7.114), (7.116), (7.117), найдем
(СШ)ВЫХ =
kL (сш)2вх___________
[1— (fa — fb)/2fn] + 2(CU/)BX
,0<fa-fb<fn-faV.U8a\
M<WBX
(СЛ7)ВЫХ =
1— (fa— fb)/2fn]+(CHl)BX
Jn-fb<fa~fb<fn -(7.1186)
Эти результаты аналогичны полученным ранее для синусои-
дального и гауссовского спектров [см. (7.71), (7.75), (7.105)] за
исключением того, что теперь использован коэффициент k^, опре-
деляемый как
£д = ---—---------ВаВь-----]_ arcfg f 4 ° \ =
Л(ГО+ГЬ) (Da + Db)2 v s \4— v2)
f л Di D2 1 1 / 4v \
=-----—----------—--------arctg ------- =
л(Г1 + Г2) Pi + D2)s v 6 \4— u2/
=-----------(-7—1 — arctg ( V (7.119a)
М^ + Гз) I (1+U)2 J 0 ° \4 — v2)
где
у=В/(Га + Гь)=В/(Г1 + Г2); L = (7.1196); (7.119в)
Эти результаты приведены на рис. 7.9 при замене kP на kL.
Для малых v (мала В) 4и/(4—v2')«v. Нетрудно видеть, что
функция и-1 arctg v ведет себя аналогично функции z(u) [см.
рис. 7.14]. Максимум достигается в начале координат, так что и
в этом случае оптимум реализуется при В->~0.
Воспользовавшись заменой nDa-+A2a/2 и лОь-+А2ъ/2 и устре-
мив Га и Гб к нулю, получим для (7.119)
X
4В(ГаГ+Гь) 11 = f„ А2аА2 =
4 (Га + Гь)2—-В2 J ] В (А2а+А2)2
kp.
(7.120)
Таким образом, случай, когда ширина полосы при постоянной
мощности стремится к нулю, сводится к случаю синусоидального
сигнала. Из приведенного рассмотрения очевидно, что при фикси-
рованной полосе В необходимо по возможности минимизировать
ширину спектра Га + Г&.
7.3.5. Применение. Аналоговые системы связи
Трехчастотный метод используется для систем связи (в кото-
рых передатчик и приемник могут перемещаться друг относитель-
но друга) подобно тому, как это было описано выше для радара
(рис. 7.15). Заметим, однако, что в этом случае модулируется
только одна из несущих волн (/2) и в схему включен демодуля-
тор. При модуляции только одного из лучей sXs-компонента, по-
250
падающая на демодулятор, вычисляется посредством свертки б-
функции на частоте fi с модулированным сигналом, центрирован-
ным на частоте /2. Таким образом, получается исходный неиска-
женный спектр, который можно детектировать любым подходя-
щим прибором, таким как смеситель, детектор огибающей или
Рис. 7.15. Структурная схема трехчастотной нелинейной гетеродинной аналого-
вой системы связи
дискриминатор. Максимальная скорость декодирования (или ин-
формационная емкость) системы будет зависеть от времени от-
клика системы, которое обычно определяется шириной полосы на
выходе В. Можно сконструировать аналоговую систему связи с
ЧМ, в которой одночастотный лазерный луч расщепляется на две-
частотные составляющие модулятором (например, а кустооптичес-
ким модулятором [7.49]). В этом случае информацию будет нести
разность частот fc. В отсутствие информации (т. е. при fc =
=const) fc обладает очень высокой монохроматичностью (ее ши-
рина определяется стабильностью источника модулирующего сиг-
нала). Таким образом, в трехчастотной нелинейной системе мож-
но обойтись малыми частотными отклонениями, что приводит к
сужению полосы.
7.3.6. Различные варианты низкочастотных устройств
До сих пор рассматривались приемники, работающие в види-
мой и ИК областях спектра электромагнитных колебаний
(hv^>kT, где k — постоянная Больцмана, Т — температура прием-
ника). В этом случае интенсивность падающей волны можно по-
лучить из аналитического рассмотрения сигнала; она не содер-
жит компонент с удвоенной и суммарной частотой [7.10, 7.12—
7.14]. Тем не менее выражение (7.77) имеет общий характер и
применимо для всего спектра, в том числе для областей СВЧ и
радиочастот (hv<kT).
Для низких частот интенсивность пропорциональна квадрату
251
напряженности электрического поля, I ~Е2. Для диода-смесителя,
работающего либо в квадратичном режиме, либо в линейном, в
квадратичных приборах отклик детектора для трехчастотной схе-
,мы определяется классическим выражением
г = Р' £2 = Р' [ Ar cos ((Oi / + <P1) + А2 cos (со2 t + <р2) +
+ Al cos (g)L t + <Pl)]2 -- P' {A2 cos2 (а)х t + (pj +
+ AI cos2 (co2 t + <p2) + AI cos2 (coL t + <pL) +
+ A A2 cos co2) / + (Ф1—ф2)] +A A2 cos [(<£>! -h co2) t +
+ (Ф1 + Ф2)] + A A COS [(G)X —G)l) t + (<P1 — фд)] +
А Аг Al cos [(g>! 4- g>l) t А (фх А фд)] A A2 Al cos [(g)2—о)д) t A
+ (ф2—Фь)] +A A COS [(G)2 + (0L) / + (ф2 + фь)]}. (7.121)
Заметим, что A2 cos2(G)/ + cp) = (Л2/2) [l + cos(2G)/ + 2(p)].
Теперь, поскольку детектор не реагирует на мгновенное изме-
нение интенсивности колебаний с удвоенной и суммарной частота-
ми (2g)i, g)i+<o2, ...), остаются только постоянные и разночастот-
ные слагаемые. Следовательно, выражение (7.121) практически
переходит в (7.36). Расчеты, приводящие к (7.121), будут справе-
дливы, конечно, при условии введения правильного соотношения
для (СШ)ВХ в классическом низкочастотном режиме детектиро-
вания. Обычно этого достигают заменой hv на kT и т] на 1/£т,
FT — коэффициент шума приемника.
Если цель обнаружена, то ширину полосы фильтра можно по-
степенно уменьшать до значений около 2|f'i—/ь| или 2|/'2—[l\ и
тем самым получить данные о доплеровском сдвиге. Возможно,
конечно, переключение на обычную схему.
Интересно исследовать работу различных вариантов трехчас-
тотной нелинейной гетеродинной системы 1[7.59], отличающихся
от описанных ранее. В этом разделе рассмотрим поведение систе-
мы при следующих условиях: 1) около нулевой частоты (посто-
янный ток), 2) без полосового фильтра на выходе, 3) с увеличен-
ной информацией о доплеровском сдвиге (доплеровской информа-
цией), 4) как оптимальную систему при отсутствии неопределен-
ности в доплеровском сдвиге и 5) не с квадратичным законом не-
линейности прибора, а v-й степени. Рассмотрим также особенно-
сти четырехчастотного нелинейного гетеродинного приема (более
детально этот вопрос изложен в § 7.4).
В предположении, что В->0, вычисления (СШ) вых ДЛЯ ВЫХОД-
НОГО фильтра с центральной частотой, равной нулю, а не /с, при-
водят к результату (7.73) при &р=1, независимому от fn, Аа, Ль
и В. Поэтому множитель fn/B в уравнении не появляется. Для
В>0 шум возрастает, в то время как сигнал не увеличивается,
так что приведенный выше результат оптимален для нулевой час-
тоты. Однако необходимо помнить, что этот результат получен
для схемы с разделительной емкостью (см. рис. 7.3).
При отсутствии фильтра на выходе получается достаточно
* 252
сложное выражение для (СШ)ВЫХ. Предполагая, что fa и fb многб
меньше, чем fn, и Аа = Аь, получаем Amn~2,9/iv/n/ть т. е. пример-
но в 3 раза хуже, чем для обычной системы.
Рассмотрим теперь случай, когда полосовой фильтр едва про-
пускает частоты fa и fb, так ЧТО fi = fb И fn=fa при fa>fb- ЯСНО, ЧТО
уменьшение ширины этой полосы должно привести к снижению
шума и, следовательно, к улучшению характеристик системы, но
в этом случае требуется точное знание доплеровских сдвигов. Ра-
счет среднего значения Pmin приводит к результату Pmin^^hvB/r\,
что значительно ниже, чем следует из (7.81).
Расчет для случая, когда учитывается полная доплеровская
информация, отчетливо показывает, что трехчастотная схема вно-
сит дополнительный шум по сравнению с обычной из-за нелиней-
ных процессов. В этом случае Ртгп^ 1,8/zvB/r], т. е. в 1,8 раза
больше, чем в обычном гетеродинном приемнике с шириной поло-
сы В.
Анализ выражения (7.60) показывает, что все детекторы с не-
линейностью, изменяющейся по степенному закону v-й степени,
имеют такие же, как и широкополосный квадратичный приемник,
зависимости (СШ)ВХ и (СШ)ВЫХ. Для больших значений (СШ)ВХ
ожидается, что (СШ)ЪЪХХ будет прямо пропорционально отноше-
нию (СШ]ы. Таким образом, если использовать полуволновой
линейный прибор вместо широкополосного квадратичного прибо-
ра, рассмотренного ранее, можно ожидать результатов, аналогич-
ных полученным ранее. Это открывает широкие возможности для
конструирования нелинейных гетеродинных систем, возможно да-
же в едином блоке.
Наконец, рассмотрим четырехчастотное смешение. Оно наибо-
лее эффективно в случае идентичных передатчиков и местного ге-
теродина. Предполагая, что только одна из смещенных составля-
ющих сигнала гетеродина (ЛЬ1) велика, (СШ)ВЫХ получим из
(7.73) и (7.76), но в этом случае
= fn А*а Ay В (Al + Д2 + А^ = fn A* Ay В (Af + A* + A^y,
(7.122)
где Ac/Aa=AL2/Ai. Если Ai=A2=Al2, to *Kp = fn!$B, что сравни-
мо с величиной zKp = fn!^B для трехчастотного случая. Таким об-
разом, один и тот же генератор может быть использован как пе-
редатчик и как гетеродин без больших потерь при условии, что од-
на из боковых составляющих сигнала местного гетеродина ослаб-
ляется до уровня ниже уровня принимаемого сигнала. Из (7.122)
следует, что оптимальным является одночастотный гетеродин.
В случае двух интенсивных сигналов гетеродина с частотами,
разделенными fc, слагаемые sXn очень велики из-за биений меж-
ду частотами гетеродина. Кроме других слагаемых, не содержа-
щихся в (7.122), в этом случае может появиться в знаменателе
(7.122) очень большое слагаемое А4С, приводящее к появлению
коэффициента (Pr/PL)2 в выражении для (СШ) вых (Рг и PL —
мощности сигнала и гетеродина соответственно). Следовательно,
253
яри не очень большом отношении сигнал-шум на входе передат-
чик не может быть использован непосредственно как гетеродин
без ослабления одной из боковых полос.
7.3.7. Числовой пример. Лазерный радар на СО2
Рассмотрим в качестве примера трехчастотной гетеродинной
системы радар на СО2, работающий на длине волны 10,6 мкм
[7.14, 7.61, 7.62] (см. рис. 7.3). Допустим, что необходимо обнару-
жить и проследить за движением спутника радиусом 1 м, переме-
щающимся с угловой скоростью 1 рад/мин; ожидаемая ширина
полосы (вследствие движения) сигнала, вернувшегося к радару,
должна быть порядка 4R
«40 кГц [7.9]. Выберем для удоб-
ства разностную частоту fc равной 1 МГц, что исключает пере-
крытие спектра. Если спутник имеет радиальную скорость
«10 км/с, то доплеровская частота равна примерно 2 ГГц и
f'c—fc=__L fc~60 Гц. Этот сдвиг очень мал в сравнении с
с
обычными частотами модуляции в гетеродинной системе и удо-
влетворяет предположению, что f'c—f<r+0- При таком предполо-
жении получаем только верхнюю границу скорости. Таким обра-
зом, его скорость может лежать в диапазоне 0... 10 км/с; если
выберем &f=fn~2 ГГц и В = 20 кГц, то для этой системы
Pmin~ ]/3 ~ VBfn, ЧТО ЭКВИВалеНТНО Pmin для обычного уст-
ройства с шириной полосы порядка 10 МГц. Если доплеровский
сдвиг меньше, то и Pmin соответственно меньше. Конечно, для
больших отраженных сигналов отношения сигнал-шум будет уве-
личиваться пропорционально ширине полосы В. Следовательно, в
таком радаре могут быть реализованы преимущества трехчастот-
ной гетеродинной системы. Аналогичные результаты можно полу-
чить и для других частот: в СВЧ диапазоне, например, fc можно
уменьшить до десятков герц. Для уменьшения местных помех в
некоторых случаях можно использовать очень узкополосный
фильтр, настроенный на fc.
7.3.8. Применение. Системы двоичной связи и радар,
работающий в импульсном режиме (вакуумный канал)
В предыдущих разделах речь шла, главным образом, о трех-
частотной нелинейной гетеродинной системе для использования
ее в схеме радара с непрерывным излучением и в аналоговой
связи, где, по существу, отношение сигнал-шум на выходе адек-
ватно характеризовало систему. В этом разделе исследуем при-
менение системы для цифровой связи и в импульсном радаре.
Рассмотрение работы системы проведем в терминах вероятности
ошибки Рс. Оценка вероятности ошибки при различных условиях
требует как использования критерия доверительности, так и зна-
254
ния статистики сигнала; поэтому при описаний работы трехчас-
тотной гетеродинной системы будем отдавать предпочтение вре-
менному, а не частотному представлению.
Поскольку при введении временного описания возникают до-
полнительные трудности, ограничимся рассмотрением синусои-
дальных сигналов, гауссовского шума гетеродина и шума детек-
тора огибающей. Схема такого приемника аналогична рассмот-
ренной ранее с добавлением детектора огибающей (см. рис. 7.3 и
7.15). Поэтому детально проанализируем случай квадратичного
приемника огибающей, в состав которого входят квадратичный
прибор, узкополосный фильтр и детектор огибающей {7.63]. Хотя
детектирование огибающей обычно неоптимально из-за нечувст-
вительности к изменению фазы, оно используется [7.64], так как
легко реализуется практически.
Вначале исследуем двоичную связь и импульсный радар как
для ортогонального, так и для неортогонального разложений
сигнала в вакуумном канале. В разд. 7.3.9 исследуем распределе-
ние вероятностей для огибающих, а также двоичную передачу
сигналов для логарифмически нормального канала (прозрачная,
но турбулентная атмосфера). Преимущества трехчастотной нели-
нейной гетеродинной системы для цифровой связи и применения
в импульсном радаре аналогичны рассмотренным ранее в случае
радара q непрерывным излучением и аналоговой связи.
Как и раньше, будем предполагать, что на смеситель попада-
ют волны параллельные, плоскополяризованные и с пространст-
венной когерентностью первого порядка в апертуре фотоприем-
ника. Поэтому на входе квадратичного прибора, как и раньше
[см. (7.51)], будут действовать два узкополосных сигнала и бе-
лый гауссовский шум гетеродина в полосе [0, fn] со средним ну-
левым значением. Таким образом,
S (0 = Аа cos (й)а 14-фа) 4- Ab cos (co6 14- Фь), (7.123)
где Аа, Аь, фО) фь — случайные величины. Предположим, что ам-
плитуды не зависят от фаз. Вначале рассмотрим синусоидальные
сигналы, т. е. Аа и Аь постоянны и фо и ф& — случайные перемен-
ные, равномерно распределенные в интервале (0,2л).
Во временном представлении белый гауссовский шум гетеро-
дина [7.65]:
n(0= S wftC0Sft)U + y. vftsin<oftt (7.124)
*=i £=i
Здесь <i>k=k(£>o, (Оо=2л/27’. Если входной сигнал является им-
пульсным с длительностью (—Т, Т), то коэффициенты и* и Vk
можно записать в виде
1 т
Иъ= — f п (t) cos <ah tdt; (7.125a)
T —T
uft= — j n (t) sin tdt. (7.1256)
T -Гт-
255
(В противном случае может быть использовано узкополосное при-
ближение.) Поскольку Uk и Vk являются линейными преобразова-
ниями гауссовской случайной переменной п(/), они также гаус-
совские случайные величины [7.66]. Можно показать, что для
большого Т все Uk и Vk взаимно-некоррелированы и независимы
[7.67]. Поскольку среднее значение n(t) выбрано равным нулю,
имеем
J п (t) cos ak tdt = 0 (7.126a)
\ T Z
и аналогично
<vft> = 0. (7.1266)
Дисперсия
1 т т к
<u2k) — j j (0 n (O)cos <*>k t cos dtdt' -= — ;(7.127a)
T2 у 'p T
аналогично
(7.1276)
При вычислении этих величин мы предполагали, что гауссов-
ский шум n(t) стационарен, и что полоса [/г, fn] достаточно ши-
рока, так что шум можно считать белым (как и в неограничен-
ной полосе). Это приводит к выражению для корреляционной
функции \Rn(t—t')c^N8(t—t'). Здесь N — весовой коэффициент
спектра шума.
Сигнал на входе квадратичного прибора
х (t) = s(t) + n (t) = Aa cos (<оа /~гфа) + Аь cos (соь / + <рь) 4-
+ uk cos coft t + у vk sin <oft t. (7.128)
k k
Заметим, что поскольку coo мало, всегда можно найти целые
числа тип, такие, что тсоо и псоо будут очень близки к соа и соь
соответственно. Подразумевается, что Т много больше, чем
2л/соа и 2л/соь.
Выражение для сигнала на выходе квадратичного прибора по-
лучим прямой подстановкой значения x(t):
y(t) — ax2 (0 = а J. (1 4-cos 2®ft t)+ У vh (1 —
\ 2 k 2 k
—cos 2(0ft t) + у uk vk sin 2(0ftZ4- 2 У «,• Icos (®»~®j) t +
k i>j
4-COS (o)j 4-0^) /] +£ 2 V( Vj [COS ((Oj — (0;) t —
j
— cos (coj 4-C0y) л 4- yj у Щ Vj [Sin (<o; 4- (Oj) t—
—sin (®i—Юу) Л + У S ui vi lsin + * +
»</
256
4- sin (<o7—<0^ /] 4- А- Л* [ 14- cos (2 (oa / 4- 2 <pa)l 4-
+-y (l + cos(2(ob/4-2 Фь)]4-^а Ab {cos [(»a4-®j) /4-фа+
4- фЬ] + COS [(<0a — C0fe) 14- Фа — Фь]} 4- Л 2 “л <C0S l(®fc + ®a) t + Фа] +
k
4-cos[(coh—фа]}4-^Ь J, Ый{со4(<0й4-®ь)/4-Фь]4-СО8[((0л—(Ab)t —
k
— Фь1} + 43 Vk tSin K®* + “aH + 4>a] + Sin [(®л — “a) t—<Pal +
k
+ 4 3 <sin K“ft + “b) /Ч-фьИ-sin [(<ofc—(ob) t—<pj}), (7.129)
k
где использованы следующие симметричные соотношения:
— 33 Щ и-] [cos (со; 4- со,) 14- cos (<of—Wj) t} —
2 i>j
= — 23 Щ Uj [cos (<ог4-<о4/4-cos (сог-—(о,)/]; (7.130а)
2 i<j
3 3 Vf Vj [COS (С0г 4- CD,) t 4- COS (<Df —CD,) /] =•
2 i>/
= 4~ 3 S vi vj [cos ((0^ +сой / + cos (toj-—toy) /]. (7.1306)
2 i<!
Так как важна скорее эффективная ширина полосы, чем фор-
ма характеристики узкополосного фильтра на выходе, выберем
импульсный отклик фильтра в виде
h (0=2 В cos 2л/с/, 0</< 1/В. (7.131)
Этот выбор облегчает вычисления во временном представлении
и приводит к соответствию с полученным ране$ выражением для
отношения сигнал-шум. Предполагая, что В очень мала, получим
сигнал на выходе полосового фильтра
J/B
?(/)= J h(t—t') y(f)dtr = A cos (to^/H-qO + u costoc/-|-
0
+ vsintocZ. (7.132)
Здесь
Л==аЛаЛь; <p = <pa—<Рь (7.133а); (7.1336)
и после довольно громоздких вычислений и и v можно предста-
вить в виде суммы бесконечного числа случайных переменных.
Средние значения и дисперсии и и v найдены в [7.59]:
<u> = <v> = 0; (7.134)
<«*> = <v2> ~ 4a2 A [2fn AZ + «42> 4- <Л2»[ (7.135)
9-74
257
в предположении, что /о, /с</п. Найдено также, что
<uu> = <п> <у> = 0, (7.136)
что означает, что и и и нескоррелированы и независимы. Из урав-
нений (7.134) — (7.136) следует, что два последних слагаемых в
(7.132), ucos (ОсЯ-v sin (ос/, представляют собой узкополосный га-
уссовский случайный процесс с нулевым средним и центральной
частотой <ос. Фактически (7.135) представляет собой мощность
шума на выходе А/вых.
Можно подтвердить этот довольно общий результат '[7.59] для
конкретного случая, обобщая результаты работ [7.68] и [7.69],
в которых изучена подобная проблема. Предположим, что на вы-
ходе гетеродинного смесителя имеются два синусоидальных сиг-
нала и некоррелированный (белый) гауссовский шум. Система в
этом случае состоит из гауссовского полосового фильтра на ПЧ
с произвольной шириной полосы Af и центрального частотой
около /а или /ь (большими по сравнению с /с), обычного квадратич-
ного прибора и узкополосного фильтра на выходе с шириной по-
лосы В. Можно показать, что при ограничениях fc<C/a, /ь и
на выходе узкополосного фильтра будут действовать
синусоидальный сигнал плюс гауссовский случайный процесс. В
отсутствие сигнала шум на выходе будет просто гауссовским. Та-
ким образом, распределение огибающей шума будет рэлеевским,
а для сигнала вместе с шумом оно определяется распределением
Райса (7.142). Можно добавить, что'тот же самый результат был
получен и для обычного двухчастотного гетеродинного приема,
хотя средние значения и дисперсии в этом случае были другие.
Для fc^fn нетрудно проверить, что приведенное выше описа-
ние во временном представлении соответствует результатам, по-
лученным ранее в частотном представлении. Поскольку связь меж-
ду длительностью импульса Т и минимальной шириной полосы
фильтра В на выходе определяется свойствами преобразования
Фурье, ТВж\ *[7.70], то выражение (7.135) для мощности шума
при fc<fn можно записать в виде
<«*> = (V2> = Л^вых ~ 4а« NB [2fn N + ((A% + (Л’))]. (7.137)
Используя (7.133а), находим
(С/7/)вых==5вЫк/Л/ВЫ1 = (А2)/2 («*> =
_________<4 л|>____________
8 МВ [((Л^) + <Л2» 2/п/V] ’
(7.138)
Используя выражение
(С777)вх = «Л’) + <Л2>)/4 fn N, (7.139)
окончательно получаем
(СШ)вы^Кэ (СШ)2х/[1 +2 (СЛ7)ВХ1, (7.140)
где
258
К fn{A2a/?b) fn <Л, Л2> /7 1Л1\
i\q = —----------------------------------. (7.141)
В «Л2> + < Л|»2 В «Л*> + < Л^»2
Эти соотношения справедливы при fc<g.fn и являются аналога-
ми выражений (7.72) и (7.73) из разд. 7.3.2. Поэтому использо-
ванная здесь трактовка совпадает с представленной ранее.
Согласно (7.132) и последующему обсуждению, в присутствии
сигнала и шума выходной сигнал узкополосного оконечного филь-
тра z(t) после прохождения через детектор огибающей задается
распределением Райса {7.71 ]
К ('•)= ехр [-(г2-М2)/2<т2Ь (7-142)
О*
Здесь г — огибающая z(t), a2 = <M2>i=4aWB:[2fnA^+(<^2a> +
+ <Л2ь>)], /0(х)—модифицированная функция Бесселя первого
рода нулевого порядка, которую можно записать в виде
1 2я
/0(х)~— J ехр (х cos 0)d0. (7.143а)
2 л
Можно использовать асимптотическое разложение для х<С1
[7.72]:
/0 (х) = 1 + х2/4 + ... « ехр (х2/4), ' (7.1436)
в то время как для х^> 1
/0 (х) » ех/]/2 пх. (7. МЗв)
При наличии только шума, т. е. для Аа=Аь = 0, функция плот-
ности вероятности для огибающей fo(r) является рэлеевской;
fo (г) = (/7<т2о) ехр (-r2/2a20) (7.144)
Здесь а2о — мощность шума в отсутствие сигнала, т. е.
a2 = <a2)ha^o = 8a2 Bfn №. (7.145)
Заметим, что в рассматриваемой нелинейной задаче а2:#о?о
из-за наличия sXn-слагаемых в а2. В обычных линейных систе-
мах эти слагаемые не появляются и a2=’a2o.
Задавшись вероятностями распределения сигналов на выходе,
можно приступать к исследованию работы систем двоичной связи
и импульсного радара при выбранном законе доверительности. В
дальнейшем рассмотрим как ортогональные, так и неортогональ-
ные разложения цифровых сигналов.
Неортогональные разложения сигнала. Вначале рассмотрим импульсно-ко-
довую модуляцию интенсивности. Эту неортогональную схему разложения часто
называют КИМ [7.73]. Полагаем, что когда сигнал есть, то передается 1, а
когда его нет, то передается 0. Для оценки работы системы выберем крите-
рий — отношение правдоподобия [7.72, 7.73]. Если Q — априорная вероятность
передачи 1, то наличие сигналов определяется соотношением
(7.146)
257
9*
Для простоты предположим, что различные типы ошибок равноценны. По-
скольку сигналы импульсные, выбранное значение г является усредненным по
импульсу. Порог доверительности г в определяется величиной г, для которой
справедливо равенство в (7Л46). Используя (7.1'42), (7.143а) и (7.144) для
синусоидальных сигналов и гауссовского шума, найдем Гв из решения транс-
цендентного уравнения
\
1/2 л f ехр ( cos 0 ) d 0 =—
О \ ° /
Из (7.137) и (7.141) следует, что
а2 = а02(1+2У^),
(7.147)
(7.148)
где
(7.149)
^=<Л2>/2а2.
Для синусоидальных волн на входе А, Аа и Аь постоянны, а коэффициент
kQ идентичен введенному ранее коэффициенту kP [см. (7.72), разд. 7.3.2]. Пола-
гая (7.147) можно переписать в виде
1 2f” / Гр cos е \
2л М )
= 1(1 — Q)/Q1 (1+2 УТ^Гр) ехр [&>/( 1 + 2/^)] X
Хехр[—^УЫ^/(1+2/Й7^)]. (7.150)
Следовательно, при фиксированных kP и Q решение (7.150) для го, кото-
рое обозначим го, является функцией только go- Если далее определим
Г = (СШ)вых=<Л2>/2о2,
то величина g'= (o2o/a2)go = £o/(l+2 P^go/M
довательно, г0 является функцией лишь g', а
функцией g' и Оо-
Вероятность ошибки декодирования
rD
Pe^Q pl('M' + (l-Q) J h(r)dr
o rD
(7.151)
от go- Сле-
rD = (Jo^O —
также зависит только
порог доверительности
(7.152)
в данном случае может быть записана как
rD г
P. = Q J
Аг \ ( Г2-1-Л2 \
—— ехр------------—— dr
<з2 ) \ 2а2 / т
+ (1—Q) j -77 exp ( —-Ц-)dr.
rD \ 2o0 /
Заменяя r/o на г', можно переписать первый интеграл /1 в (7.152)
виде:
(7.153)
в следующем
260
z a0
r 0 --
Л = fCr'/oC|/2^r')exp[-(— (7-154)
Поскольку ГоОо/о=/о/(1+2/Ж)1/2-функция только £о, которая, в свою
очередь, зависит только от отношения сигнал-шум на выходе этот интеграл
является функцией только Второй интеграл в (7.1'53) можно легко оценить
следующим образом:
~ \ j
С х exp I —]“х ~
rD /<?*
rD^o) = ехР(— го/2 )• (7.155)
Он также зависит только от V-
Поэтому при фиксированных kp(~fnfB) и Q вероятность ошибки Ре за-
висит только от ^'=(СШ)Вых- Используя (7.141), Ре можно выразить через
(СШ)ж На рис. 7 16 представлены результаты расчета на ЭВМ вероятности
ошибки [для машинных расчетов использовано выражение (7.143)]. Показана
зависимость Ре от (СШ)пх для различных значений fn/B и обычно выбираемых
значений Q = 0,5 и Aa = Ab. Очевидны преимущества малой ширины полосы В
при фиксированной частоте fn
На рис. 7.1'6 приведена также зависимость Ре от (СШ)ЗХ для обычной
двухчастотной гетеродинной системы, в которой не используется квадратичный
прибор, a fn для получения заметного сигнала должна быть сужена до &}. На
выходе в этом случае снова будет получен синусоидальный сигнал плюс узко-
полосный (А/) гауссовский шум [7.73]. Таким образом, проводятся те же самые
вычисления, что и для трехчастотной гетеродинной системы с о2 = о20 и g' = g0 =
~(СШ)ЪХ. Видно, что вероятность ошибки при заданном отношении сигнал-шум
для обычной гетеродинной системы выше, чем для трехчастотной. Это является
следствием необходимого уменьшения шума после выходного узкополосного
фильтра при fn/B>l, что приводит к увеличению (CZZ/)BMX и снижению Ре для
трехчастотной системы. Поскольку распределения (7.14.2) и (7.144) вычислены
только для В<с/с (следовательно, B<^fn) и для белого шума, то на рис. 7.16
не показаны результаты для рассмотренной ранее оптимальной трехчастотной
системы.
Применение трехчастотной нелинейной гетеродинной системы к импульсному
радару. Трехчастотная нелинейная гетеродинная система может быть также
использована в импульсном радаре. Конфигурация схемы в этом случае по-
добна рассмотренной ранее. В направлении цели посылают импульсы и исполь-
зуют тест максимального правдоподобия для определения того, имеется или
отсутствует цель (имеется или отсутствует отраженный или рассеянный сигнал).
Детальное обсуждение этого вопроса можно найти в [7.74].
Ортогональное разложение сигнала. Рассмотрим ряд ортогональных разло-
жений сигналов. Начнем с частотной манипуляции. В такой схеме частота од-
ного из лучей передатчика фиксирована, в то время как частота другого ме-
няется в интервале от до (не следует путать с доплеровским сдвигом /'2,
рассмотренным ранее). Когда передается 1 (0), вторая несущая будет иметь
1(Г— 74
261
Рис. 7.16. Зависимость вероятности ошибки от (СШ)ВХ трехча-
стотной двоичной системы связи в вакуумном канале. Входные
сигналы предполагаются синусоидальными, тогда как шум — гаус-
совским. Приведены также данные для обычной гетеродинной
системы:
а — масштаб полулогарифмический; б — масштаб линейный по Ре
--------------ИКМ сигналы;-------ортогональные сигналы
частоту fz (Г г)- Таким образом, разность частот будет сдвигаться между fc=
=fi—h и i'c=fi—f'2 (считаем, что fi>/2, /'2). 'Все частоты |fi—}l\, |Ь—fb|
И |Гг—/г| должны лежать в полосе /п. Структурная схема такой системы пока-
зана на рис. 7.17. На выходе схемы включены два узкополосных фильтра с
центральными частотами fc и /'с (не следует смешивать с рассмотренным ранее
доплеровским сдвигом f'c). За каждым узкополосным фильтром следует детек-
тор огибающей При передаче 1 (0) сигнал вместе с шумо1и будет идеально
проходить через верхний (нижний) узкополосный фильтр; на выходе другого
фильтра будет только шум.
Рис. 7.17. Структурная схема трехчастотного нелинейного гетеродинного прием-
ника с фазовой манипуляцией
Для такого ортогонального разложения оптимальный единичный приемник
выбирает наибольший сигнал как единственно правильный. Обозначим через
Г1 и г2 сигналы на выходе первого и второго детекторов огибающей соответ-
ственно и через /ii(ri) и /22(г2) функции плотности вероятности для и и г2 соот-
ветственно. Предположим, что передается единица, т. е.
Л1(О)=/1(Г1); h2(r2) = fQ(r2), (7.156а); (7.1566)
где fi(-) и /о(-) определяются выражениями (7.142) и (7.144). Используя выб-
ранное правило наибольшего сигнала, получаем, что ошибка возникает в тот
момент, когда г2>П. Поэтому вероятность ошибки Pei
Pel=ldri fifo) jd'aftO's) = °— exp [-------У (7.157)
о L J oj+’2 \ 2(о02 + а2) )
Легко показать, что она зависит только от Точно так же находят ве-
роятность ошибки PeQ, когда передается 0, и получают то же самое выражение;
таким образом, Рео = Ре\- Следовательно, полная вероятность ошибки
Ре = Q Pei + (1 — Q) Рео = Pei • (7.158)
Ее график показан на рис. 7.16 штриховой линией для тех же самых пара-
метров, что и в случае ИКМ. Приведен также график для обычного гетеродина
[7.73]. Получено существенное улучшение при использовании ортогонального
разложения сигнала с помощью фазовой манипуляции.
1О°*
263
Другой системой двоичной ортогонально-импульсной модуляции является
система с модуляцией поляризации В этом случае информация о ,1 (0) пред-
ставляется правой (левой) круговой или вертикальной (горизонтальной) линей-
ной поляризацией. Модулятор поляризации в передатчике создает одно или
два состояния поляризации лазерного луча. В приемнике (рис. 7.1В) поляризо-
Г етеродин
Рис. 7.18. Структурная схема трехчастотного нелинейного гетеродинного прием-
ника с модуляцией поляризации
ванное по кругу излучение проходит через оптический фильтр и затем четверть-
волновой пластинкой преобразуется в горизонтально или вертикально линейно-
поляризованный пучок. Компоненты линейной поляризации разделяются прост-
ранственно (например, призмой Волластона), так что вертикально поляризован-
ная составляющая будет направлена на верхний фотоприемник, а горизонтально
поляризованная на нижний При 100%-ной модуляции, когда передается 1, на
приемник будет поступать только вертикально поляризованная компонента и в
идеальном случае излучение попадет только на верхний фотоприемник Когда
передается 0, проявляется только горизонтальная поляризация и сигнал в
идеальном случае попадет только на нижний фотоприемник Для декодирования
используется правило выбора наибольшего Нетрудно видеть, что значения Ре
в этом случае идентичны полученным для системы с фазовой манипуляцией
Явления атмосферной деполяризации, пока они не слишком велики, будут при-
водить к уменьшению (CZ/J)BX< а следовательно, и ОТ)Вых [7 76'—7 78].
Рассмотрим последнее ортогональное разложение — двоичную фазово-им-
пульсную модуляцию (ФИМ). В этой системе каждый период передачи бита
делится на два равных подынтервала. Если передается 1 (0), то импульс попа-
дает в первый (второй) подынтервал Структурная схема возможной реализа-
ции такой системы представлена на рис 7 19 Верхний (нижний) выход открыт
для каждого начального (конечного) подынтервала и закрыт для каждого ко-
нечного (начального) подынтервала. Для верхнего выхода задана временная
задержка, равная длительности подынтервала, так что выходные сигналы обоих
каналов можно сравнить в одно и то же время. Для декодирования исполь-
264
зуют правило выбора наибольшего сигнала. Значения вероятности ошибки полу-
чаются те же самые, что и для системы с фазовой манипуляцией.
Сигналы на входе систем с фазовой манипуляцией, фазовой поляризацией и
<ФИМ обладают свойством ортогональности
т
\ S^S^dt^O, (7.159)
—Г
где Si(O—волновая форма сигнала, представляющего состояние 1, и So(i) —
волновая форма сигнала, представляющего состояние 0. В зависимости от кон-
кретной ситуации такие ортогональные модуляционные системы обычно превос-
ходят неортогональные системы по вероятности ошибки (7.76—7.76) и требуют
для оптимального приема только простого сравнения. Случай Al-мерного сиг-
нала является прямым обобщением двоичного [7.79].
Рис 7 19 Структурная схема трех частота о го нелинейного гетеродинного прием-
ника с ФИМ
7.3.9. Применение. Системы двоичной связи и радар,
работающий в импульсном режиме
(логарифмически-нормальный атмосферный канал)
В разд. 7 3.6 были вычислены характеристики системы для вакуумного ка-
нала, в этом разделе найдем вероятность ошибки для трехчастотного нелиней-
ного гетеродинного приема для атмосферного канале. Поведение турбулентной
прозрачной атмосферы как логарифмически-нормального канала для оптического
излучения установлено теоретически и экспериментально [7.76—7.78, 7.80—7.82].
Поэтому выберем логарифмически-нормальное распределение амплитуд At и А2
и равномерное в интервале (0,2л) распределение фаз <pt и <рг- Поскольку
Aa~Ai и Аъ~А2, в то время как фа = ф1—фь и фь = фг—фь, можно записать
Аа = иаВа; Аъ = иъВъу (7.160а); (7.1606)
где Ва и Вь — постоянные, а иа и иъ имеют то же логарифмически-нормальное
распределение
PN (Ui) =----------— ехр
—- (1ПИ/—/п)2
2ах
(7.161)
265
Здесь <УХ — стандартное отклонение логарифма амплитуды, связанное со стан-
дартным отклонением логарифма мощности о формулой 4о2х ==о2 [7.82]. Пред-
полагая сохранение энергии и отсутствие рассеяния излучения, выберем
<«?> = 1,
(7.162)
что эквивалентно /п=—о2х .
Используя (7.133а), получаем для амплитуды А на выходе
Л == а Аа Аъ = а Ва Вь иа иъ.
Если иа и иъ независимы, то получим
<Л3> = а2В2 В2 <«*) (и2) = а3 В2а В2,
(7.163)
(7.164а)
или
а Ва Вь = У<Л2> = Уа2<л2 Л 2>.
(7.1646)
К тому же
In Л = In иа 4~ In иъ + In а Ва Вь *
Так как величины уа^1пиа и уь^\пиъ будут нормально распределены по
закону
(7.165)
то если иа и
распределение
1
2о2
1
fN = —----------ехр
У2л ах
иъ — независимы, переменная г/г=1пЛ будет иметь
(7.166)
нормальное
1
—— ехр
!л(А) = ~---ехР
2 о% у л А
21
(7.167)
(7.168)
-^—(^ + 2^— 1паВаВ6)2 ,
4ах
из которого получим плотность вероятности для Л
f1п —/— + 2 ах
4О2 У<Л3>
здесь ма, иь независимы [использовалось выражение (7.1646)].
Рассмотрим также случай иа=иь=и, когда оба приходящих сигнала близки
по частотам и пространственно, так что в каждый момент времени они испы-
тывают одинаковые флуктуации [7.83]. Этот случай на практике реализуется
чаще, чем случай независимых сигналов. Для зависимых флуктуаций
Л = а Аа Аъ = а Ва Вь и2,
(7.169)
откуда
<Л> = а <Ла Аь) -аВа Въ\
In Л=1п <Л>+21пп, (7.170); (7 171}
Поскольку In и имеет нормальное распределение fb(u) по формуле (7.165),
переменная r/r=In Л также имеет нормальную функцию плотности вероятности
1 Г
fN(yL) = ~2n е*Р
Преобразовав (7.172), получим
1
8о2
fА (Л) =------------ехр
2 а 1/2я Л
Л
In <Л>)2
8ах
функцию плотности вероятности для А
( А
In------
\ <А>
(7.172)
—иъ» (7*173)
266
Это равенство выводится аналогично (7Л68); заметим, что <Д2> заменен
иа <Д> и эффективная дисперсия удвоилась. Это приводит к выравниванию
и уширению кривой распределения плотности вероятности для случая идентич-
ных помех в обоих лучах, иа=иь.
Для флуктуаций прозрачности атмосферы, медленно изменяющихся в тече-
ние длительности импульса Т (это обычный случай [7.76—7.7В, 7.8L—7.8-3]), в
каждом временном интервале огибающая на выходе трехчастотной системы бу-
дет описываться распределением (7.142). Полное распределение огибающей при
наличии атмосферы fiA(r) также будет описываться распределением Райса
[7.142], усредненным по всем возможным значениям Д,
Лл(г)=р1(НА)/л(Л)ЙЛ, (7.174)
О
где Л(г|Д) описывает выражение (7.1412). При отсутствии сигнала плотность
вероятности огибающей остается той же [см. (7.14*4)], поскольку шумы опреде-
Отношение сигнал-шум на входе
Рис. 7.20
Рис. 7.21
Рис 7.20. Зависимость вероятности ошибки от (СШ)ВХ для трехчастотной двоич-
ной системы связи с уровнем турбулентности атмосферы о2х =i0,25. Предпола-
гается, что на выходе амплитуды Аа и Аъ независимы и шум гауссовский. Для
сравнения показан результат для обычной гетеродинной системы:
------И КМ сигналы;--------ортогональные сигналы
Рис. 7.21. То же, что и на рис. 7.20, но о2х =0,57
267
ляются только гетеродином, на который атмосферные флуктуации практически
не влияют. Таким образом,
/од <г) = /о (О- (7.175}
При предположениях, приводящих к (7.174), для различных систем моду-
ляции, обсужденных ранее, вероятность ошибки при наличии логарифмически-
нормальной турбулентной атмосферы
оо
Ре(турб.)= JPe(cTaT.) fA(A)dA. (7.176>
о
Эта величина вычислена на компьютере JBM-OS-360 Колумбийского универ-
ситета. Результаты расчета приведены на рис. 7.20—7.23. Для графиков на
рис. 7.20 и 7.21 предполагалось, что Аа и Аъ независимы и интенсивности сиг-
налов одинаковы, т. е. <Л2а> = <Л2ь>. Представленные на этих рисунках кривые
вероятности ошибки соответствуют двум значениям о2х = 0,25 и о2х =0,'57 Это
соответствует приблизительно <у=1 и o=il,5 [7.81. 7.82]; значения других пара-
метров те же, что и для неменяющейся атмосферы (см. рис. 7Л<6). Рисунки 7 22
и 7.23 аналогичны (рис. 7.20 и 7.21 за исключением того, что Аа=Аь. Для всех
случаев на рис. 7.20 и 7.21 приведены результаты для обычного гетеродинного
приема. Для -^0 результаты, соответственно, стремятся к значениям, харак-
терным для статичной, неменяющейся атмосферы, представленным на рис 7 16.
Рис. 7.22. Зависимость вероятности
ошибки от (СШ) вх для трехчастот-
ной двоичной системы связи с уров-
нем турбулентности атмосферы
а2х =0,215 и Aa=Ai>:
------ИКМ сигналы;--------ортогональ-
ные сигналы
Рис. 7.23. То же, что и на рис 7.22„
но o2gg=0,57
268
Результаты вычислений показывают также, что кривые вероятности ошибки зави-
сят только от отношения сигнал-шум, а не от абсолютного значения уровня
шума как в вакуумном, так и в логарифмическн-.нормалынохм каналах.
Из графиков, представленных на рис. 7.1*6, 7.20—7.23, следует, что ортого-
нальные разложения сигнала дают лучшие результаты, чем неортогональная
И КМ (это относится и к случаю прямого детектирования [7.76—7.7'8]). Видно,
что вероятности ошибок увеличиваются при увеличении уровня турбулентности
атмосферы. Независимость флуктуаций в двух сигнальных лучах позволяет их
различать; это приводит к улучшению характеристик приемной системы. Оче-
видно, что во всех случаях трехчастотный нелинейный гетеродинный фотоприем
обеспечивает улучшение характеристик по сравнению с характеристиками обыч-
ного гетеродинного приема, особенно при увеличении отношения fn/B. Была по-
лучена характеристика приемника для случаев фазового детектирования с кри-
терием максимальной вероятности [7.84] и фазового сдвига (PSK) [7.59]. Не-
смотря на то, что PSK определенно лучше фазового детектирования, никакая
система не обеспечивает вероятности ошибки, хорошо отвечающей требованиям.
•В разд. 7.3.10 обсуждается полезность трехчастотной нелинейной гетеродин-
ной методики для применения в радарах и системах связи.
7.3.10. Обсуждение
Трехчастотная нелинейная система гетеродинного приема име-
ет несомненные преимущества по сравнению с обычной одно*фо-
тонной двухчастотной схемой как в аналоговых, так и в цифро-
вых системах. Одним из преимуществ является возможность уве-
личения чувствительности приема и минимизации вероятности
ошибки, особенно при малой доплеровской информации. Система
•обеспечивает выходной сигнал на хорошо известной разностной
частоте, несмотря на доплеровский сдвиг передаваемых сигналов.
Поэтому можно избежать частотного сканирования гетеродина
или приемника. Она позволяет непрерывно наблюдать цель с доп-
леровским сдвигом, большим, чем было возможно ранее. Система
также в известном смысле не зависит от угла наблюдения, хотя
доплеровский сдвиг пропорционален радиальной скорости и по-
этому в общем случае зависит от угла. Для получения доплеров-
ской информации ширина полосы широкополосного фильтра, рас-
положенного после квадратичного детектора, может быть сужена
около частоты 2| f\—fL| или 21 f'2—/ь|. При увеличении доплеров-
ской информации характеристика приемника может быть улучше-
на в соответствии с нашими ожиданиями.
Поскольку использование двухчастотного передатчика можно
рассматривать как специальный случай модуляции одночастотно-
го луча, систему мысленно можно представить как гетеродинный
вариант извлечения сигнала на заданной частоте модуляции. Та-
ким образом, трехчастотная система аналогична обычному гетеро-
динному радиометру, но с более тщательным учетом влияния доп-
леровского сдвига и статистики сигнала. Так как доплеровский
сдвиг обычно не является важным параметром для обычного ге-
теродинного радиометра, то ширина полосы пропускания фильтра
269
на выходе (связанная с временем интегрирования) может быть
выбрана произвольно малой; к тому же зачастую можно поддер-
живать фиксированное соотношение между фазами исходного и
детектируемого сигналов, что позволяет реализовать дополни-
тельный множитель 2 (возникающий из-за когерентного приема).
Эти специфические преимущества недостижимы при трехчастот-
ном нелинейном гетеродинном приеме.
При обычных условиях доплеровской неопределенности опти-
мальные условия работы реализуются, когда разностная частота
fc максимально близка к fn или когда частота гетеродина лежит
между частотами принимаемых сигналов и требуется, чтобы мощ-
ность излучения делилась поровну между двумя принимаемыми
сигналами. При включении в схему разделительной емкости об-
работка сигнала по постоянному току после квадратичного детек-
тора дает плохие результаты. Четырехчастотное смещение, как бы-
ло показано, обеспечивает приемлемую характеристику только
тогда, когда одна из частот гетеродина значительно ослаблена.
Рассмотрены были сигналы трех видов: а) синусоидальные
сигналы на входе; б) гауссовские входные сигналы с гауссовским
спектром мощности и в) гауссовские входные сигналы с лоренцев-
ским спектром мощности. Выбрав случай чисто синусоидальных
волн за эталон, получим, что отношение сигнал-шум на выходе
для гауссовских сигналов уменьшается на величину [2Ф(«) —
— I] <1 для гауссовского спектра или на f— arctg | 11 < 1
(л 14 — v2 J ;
для лоренцевского спектра, где и и v — величины, пропорциональ-
ные ширине полосы В узкополосного выходного фильтра. Во всех
случаях уменьшение В приводит к увеличению отношения сигнал-
шум и уменьшению минимально обнаружимой мощности. Найде-
но, что для максимизации отношения сигнал-шум в случае гаус-
совских сигналов желательно иметь как можно меньшую ширину
спектра.
В частности, численные результаты можно легко распростра-
нить на ряд применений. Для двоичной связи более приемлемы
стохастические сигналы, чем синусоидальные. Возможно более
полное использование Al-канальной связи при переходе от единич-
ных детекторов к матричным [7.76—7.78]. Более оптимальным'
может быть детектор с фильтром, чем обсужденный ранее детек-
тор огибающей. Хотя в настоящее время обработка сигнала состо-
ит в анализе передаваемых информационных знаков, можно полу-
чить информацию для оценки уровня турбулентности атмосферы
за период передачи отдельного символа. Короче говоря, обычны-
ми изменениями гетеродинная система может быть расширена,,
усовершенствована или (и) модифицирована для применения
трехчастотного нелинейного гетеродинного метода.
Принцип применим, по-видимому, для всех областей электро-
магнитного спектра, где полезен обычный гетеродинный прием. В
§ 7.4 рассмотрим два варианта системы, полезных для детектиро-
вания сигналов от удаленных объектов.
270
7.4. МНОГОЧАСТОТНАЯ ОДНОФОТОННАЯ ГЕТЕРОДИННАЯ
РАДИОМЕТРИЯ ДЛЯ ОБНАРУЖЕНИЯ УДАЛЕННЫХ ОБЪЕКТОВ
Излучение удаленных известных объектов, таких как внезем-
ные молекулы, дымовые потоки при регистрации приемной стан-
цией обычно имеет сдвиг по частоте и перестает быть монохро-
матичным. Сдвиги центральной частоты могут быть обусловлены
рядом эффектов, включая доплеровский, возникающий из-за дви-
жения центра масс группы молекул, и красный сдвиг из-за эмис-
сии в сильном гравитационном поле. Доплеровский сдвиг пропор-
ционален скорости и может быть достаточно большим; это вносит
неопределенность в частоту, на которой регистрируется слабый
сигнал. Проблема становится более существенной при высоких
частотах, так как доплеровский сдвиг пропорционален частоте.
В этом параграфе рассмотрим использование пассивного ва-
рианта трехчастотного однофотонного гетеродинного метода для
частичного устранения влияния доплеровского сдвига при детек-
тировании излучений удаленных объектов. Полезно иметь пару
(или пары) линий излучения с определенной, хорошо известной
разностью частот, например, такие, как два перехода в молекуле
или переходы в двух изотопах. Если две частоты излучения близ-
ки друг к другу, то они имеют одинаковый доплеровский сдвиг,
так что доплеровский сдвиг практически не будет влиять на раз-
ностную частоту. При использовании двух сигнальных частот вме-
сто одной достигается эффективная модуляция источника, и ши-
рина полосы приемника может быть сужена вблизи разностной
частоты аналогично тому, как это делается в радиометрах. Но в
то время как в классическом радиометре модуляция осуществля-
ется в детекторе (которая поэтому не является специфичной), ча-
стота модуляции в описываемой здесь системе прямо связана с
детектированием излучения удаленных объектов. К тому же си-
стема может быть реализована в сочетании с классическим радио-
метром Дике [7.85—7.89] и обеспечивает гарантированное улуч-
шение параметров. Этот метод наиболее полезен в ИК и видимом
диапазонах, где сдвиг Доплера велик. В последнее время в этой
области частот начали использовать обычную гетеродинную ра-
диометрию и спектроскопию [7.88—7.91]. В самом конце парагра-
фа, в разд. 7.4.5 описан вариант системы, которая полезна при
известном доплеровском сдвиге.
7.4.1. Конфигурация для двух принимаемых частот
Простейший пример трехчастотной системы, полезной для об-
наружения и отслеживания радарных сигналов и сигналов связи,
«обсуждался в § 7.3. На рис. 7.24 представлена структурная схема
варианта селективного гетеродинного радиометра. Удаленный ис-
точник излучения испускает две волны с частотами fi и f2, раз-
ностная частота которых в покое fc= \fi—f 21 известна с высокой
точностью. Излучение испытывает доплеровский сдвиг из-за дви-
271
Рис. 7.24. Структурная схема трехчастотного селективного гетеродинного радио
метра с сигналом, не зависящим от эффекта Доплера.
Пунктиром показаны сигналы излучения, сплошными линиями со стрелками — электрические
сигналы, штриховой линией обведен радиометр Дике, который может быть добавлен в си-
стему. На рисунке не показаны блоки усиления
жения центра масс источника. Линии излучения также уширяются
из-за распределения частиц по скоростям. Таким образом, волна
с центральной частотой f принимается станцией на частоте f'
Предполагая, что скорость облака мала по сравнению со скоро-
стью света с, для нерелятивистского доплеровского сдвига полу-
чим
/' = /(1±пн/г), (7.177)
где Уц —радиальная компонента полного вектора скорости. Это
выражение отличается от (7.33) множителем 2 во втором слагае-
мом; излучение пассивной системы проходит путь только один
раз. Поэтому разностная частота двух принимаемых волн
rc^\r-f'2\^fc±(v}]/c)fc ^fc. (ТЛЩ
Таким образом, разностные частоты излучаемой и принимае-
мой волн с хорошим приближением при иц/с<С1 не зависит от
доплеровского сдвига.
Два поля излучения с частотами f'i и f'2 смешиваются в гете-
родинном детекторе с сильным когерентным поляризованным сиг-
налом гетеродина (с частотой fL)- В итоге получаются два элек-
трических сигнала биений с частотами |f'i—fL\ и \f'2—и по-
стоянная компонента, которая отфильтровывается емкостью. Тре-
тий сигнал на разностной частоте |/'1—f'2\ возникает без влияния
гетеродина, поэтому мощность его мала и им можно пренебречь.
Переменный сигнал с выхода гетеродинного смесителя через;
272
фильтр с полосой Af поступает на нелинейный прибор. Для макси-
мизации отношения сигнал-шум значение А/ должно быть как
можно меньше, но должно превосходить разностные частоты ге-
нерируемых в смесителе колебаний (иногда неизвестные). Нели-
нейный прибор, который также дает отклик в пределах полосы
Af, затем генерирует составляющую на частоте
(7-179)
Так как выходной сигнал нелинейного прибора не зависит су-
щественно от ^доплеровского сдвига, так же как и от частоты ге-
теродина, то изменение этих величин мало влияет на выходной
сигнал системы. Поэтому в большинстве случаев отпадает не-
обходимость в стабильном и перестраиваемом гетеродине. К то-
му же прием в этой системе не зависит от угла наблюдения.
Малая ширина полосы шума определяется узкополосным филь-
тром с центральной частотой и полосой В, который вклю-
чается после нелинейного прибора. Таким образом, усилители и
другие устройства детектирования обрабатывают электрические
сигналы (обычно) на средних частотах, что обеспечивает легкость
согласования и хороший коэффициент шума приемника. Это, в
свою очередь, приводит к уменьшению мощности гетеродина, не-
обходимой для оптимального когерентного детектирования. Во
многих случаях необходимы только гетеродинный смеситель и не-
линейный прибор с высокочастотным откликом. (На структурной
схеме усилители не показаны.) Сигнал с выхода узкополосного
фильтра можно завести в стандартный радиометр Дике (на рис.
7.24 показан штриховой линией), состоящей из (третьего) де-
тектора, фазочувствительного детектора (синхронного) и интег-
ратора с постоянной времени т. (Хотя на рис. 7.24 указано, что
детектор квадратичный, характеристика его некритична и в дей-
ствительности часто в случае простейших сигналов можно ис-
пользовать линейный детектор.) Модулировать излучение можно
прерывателем, как показано на рисунке. Применение этого мето-
да модуляции может несколько улучшить отношение сигнал-шухМ
и в ряде случаев это устройство может быть объединено с обыч-
ным ПК гетеродинным радиометром [7.88—7.91]. Дополнитель-
ный выигрыш можно получить, используя балансный смеситель
[7.89].
Отношение сигнал-шум на выходе трехчастотной нелинейной
гетеродинной системы [см. (7.76) и (7.1076) ]
(7180)
Предполагается, что гетеродин не вносит избыточных шумов
(и частота его лежит между двумя сигнальными частотами), по-
лосовой фильтр близок к оптимальному (Af->/n) и (для упроще-
ния вычислений) детектор квадратичный. Здесь (СШ)ВХ представ-
ляет собой отношение сигнал-шум на входе квадратичного детек-
273
тора (см. рис. 7.24), которое обычно много меньше единицы. Ко-
эффициент k', появляющийся в (7.180), обсуждается в следующем
разделе.
7.4.2. п принимаемых частот и коэффициент k'
Для системы с двумя сигнальными частотами коэффициент k',
как показано ранее, зависит от амплитуды, статистики и спект-
рального состава принимаемого излучения, а также от ширины
полосы двух фильтров. Поскольку излучение удаленных молеку-
лярных объектов может содержать много частот, рассмотрим ра-
боту системы в более общем случае, когда п(^2) эквидистант-
ных линий излучения проходят через широкополосный фильтр и
детектируются. Представляют интерес следующие случаи: синусо-
идальные сигналы (Р), независимые гауссовские сигналы с гаус-
совским спектром (G) и независимые гауссовские сигналы с ло-
ренцевским спектром (L). Детально рассмотрим случай гауссов-
ского сигнала, поскольку излучение астрономических источников
обычно гауссовское [7.92]. Влияние большого числа линий вклю-
чается в параметр k' обобщением ранее полученных выражений
для k [см. (7.72), (7.106) и ~
случаев можно записать
(7.119)]. Для рассмотренных выше
fn
1/8у
k’tt —
L 2Г
fn
В
п— 1
3
(7.181а)
п— 1
3 (V (Y р/+1)
' 2 Ф (В/~|/8 у) —1
п \2
В/]/8у
; (7.1816)
п— 1
S DjD)+1
_1__
лВ/2Г
4--Sil-41
4 Г2 I
(7.181в)
п \ 2
G
2
Здесь А1 — амплитуда /-й линии в случае синусоидального сиг-
нала, Pj — максимальная величина гауссовского спектрального
распределения и у — его стандартное отклонение, Dj и Г — высота
и ширина лоренцевского спектра соответственно, Ф — функция
ошибки. Для простоты предположим, что все спектральные линии
имеют одинаковую ширину, т. е. = и Г; = 1^4-1 = Г, в про-
тивном случае получим подобные, но более сложные выражения.
Поскольку величины во внешних квадратных скобках в (7.1816)
и (7.181в) порядка единицы для В <> у(Г), то наибольшее из В и
274
у (Г) ограничивает значение kf и, следовательно, отношение сигнал-
шум в случае гауссовского сигнала. В частности, для гауссовского
спектра при В= У"8у имеем [2Ф(1)—1] =0,68, тогда как для ло-
ренцевского спектра при B=4(V2—1)Г= 1,66 Г имеем — arctg(l) =
Л
= 0,25. Следовательно, отношение сигнал-шум для гауссовского и
лоренцевского спектров уменьшается по сравнению с его значени-
ем в случае синусоидального сигнала (спектр — дельта-функция)
при одинаковой полосе В. Это происходит потому, что часть сигна-
ла исключается в случаях гауссовского и лоренцевского спектров
по сравнению со спектром в случае дельта-функции, а шумы оста-
ются те же. При фиксированном у (Г) в приближении иц-+О наи-
лучшее отношение сигнал-шум для гауссовского и лоренцевского
сигналов достигается при В->0, поскольку с уменьшением В шум
уменьшается быстрее, чем сигнал. Конечно, В не следует умень-
шать до значения, меньшего разностной частоты доплеровского
сдвига |f'c—fc | = У1* fc, которая обычно неизвестна, но может быть
с
оценена. Для B^>ty(Г) существен учет всех частот сигнала и ре-
зультат уменьшается по сравнению со случаем синусоидального
сигнала. Поэтому необходимо по возможности выбирать такие
спектральные линии, для которых (доплеровская) ширина и до-
плеровский сдвиг минимальны, т. е. линии должны быть узкими и
близко расположенными в спектре.
В случае, когда все такие линии эквидистантны, имеют одина-
ковую МОЩНОСТЬ И Ширину (Д; = Д;+ь Pj = Pj+i, yj = yj+1=y; Dj =
= Tj = Tj+i = Г) выражения в скобках (7.181) могут быть за-
менены на
{ ->(л— W, 2, 3, 4,... (7.182)
При фиксированной мощности излучения на входе лучшие зна-
чения достигаются при п=2 (так что {-}p,g,l= 1/4), поскольку до-
полнительные линии увеличивают полный шум в большей степени,
чем сигнал. Если дополнительные линии увеличивают мощность из-
лучения на входе, то может быть выгоден случай (например, при
определении нескольких доплеровских характеристик) п>2.
Рассмотрим также случай, когда п линий излучения одинако-
вой мощности и равной ширины, попадающих в область частот
широкополосного фильтра, могут быть неэквидистантны, но только
одна пара линий дает вклад в сигнал на выходе. В этом случае
выражение в скобках в (7.181) должно быть заменено на
{•}₽,G.L^—, П = 2,3,4,... (7.183)
п2
Характеристика для п>2 в этом случае ухудшается, так как
дополнительные линии дают вклад только в шум.
Наконец рассмотрим случай приема и детектирования только
двух линий (п = 2) произвольной ширины. Вспоминая, что g пред-
ставляет собой отношение мощности излучения двух линий на
275
входе, т. е. ^p=A22IA2\, §g = 72^2/71^’1 и выражение в фи-
гурных скобках в (7.181) можно преобразовать:
{•}p.G.r^(l + £)~2, (7.184)
что опять дает значение 1/4 для равных по мощности сигналов
(1=1).
7.4.3. Отношение сигнал-шум и порог Р min
для двух гауссовских сигналов
Выражение для (СШ)ВЫК трехчастотной системы для двух га-
уссовских сигналов с гауссовским спектром (стандартные отклоне-
ния у! и у2) получено с использованием (7.180), (7.1816), (7.184)
и (7.106). С хорошим приближением, предполагая, что (СШ)^
^1, можно записать
(СШ)ВЫ х
fn | ьр
(Т1+Т2)1/2 1(1+Bg)2
' 2Ф {д/[2 ( Ч- Y|)1/2]} — 1
B/2(Y? + Y^)1/2
(7.185)
Для приемников, работающих в режиме ограничения кванто-
вым шумом, таких как фотоэмиссионные приемники и обратносме-
щенные фотодиоды для ИК и видимой областей спектра [7.4—7.7,
7.10, 7.14, 7.15] в предположении, что регистрируемое излучение и
когерентное излучение гетеродина поляризованы в одной плоско-
сти, для нелинейного прибора .{см. (7.1) и (7.426)]
(СШ)ВХ = т] Pr/hhv^>kT.
(7.186)
Здесь т|=т]1 — квантовая эффективность приемника, Рг—пол-
ная принимаемая мощность сигнала излучения и kT — тепловая
энергия возбуждения (k— постоянная Больцмана и Т — температу-
ра приемника). Для диодов, работающих в фотогальваническом ре-
жиме, и фоторезисторов (СШ]Ы обычно в 2 раза меньше, чем сле-
дует из (7.186) [7.5, 7.14].
Гетеродинные детекторы для СВЧ и миллиметровой областей
(/iv<S^7") содержат квадратичные смесители, такие как кристалли-
ческий диод {7.93], фоторезистор из антимонида индия [7.94—
7.96], ячейка Голея [7.95], пироэлектрический детектор {7.95],
МОМ-диод и болометр [7.87]. Последние три типа детекторов ус-
пешно использовались в средней ПК области (10,6 мкм) [7.97 —
7.100]. В детекторах таких типов обычно доминирует шум Джонсо-
на [7.100]
(CIU)BX-PrlkT^M. (7.187)
Для упрощения ряд параметров и условий работы учтен введе-
нием эффективной температуры приемника 7Эфф. Особый интерес в
дальней ИК и миллиметровой областях спектра в последнее вре-
мя вызывают малошумящие быстродействующие диоды на барье-
276
pax Шотки, недавно использованные в ряде экспериментов для
астрономических наблюдений [7.96, 7.101].
Подставляя (7.186) или (7.187) в (7.185) и полагая (С/Я)Вых =
= 1, получаем порог Pmin на выходе трехчастотной системы
B/2(vf + V^)1/2
• ~ hv {Lil?
min ~ n iVk f L 2®{B/2(vf + V2)1/2}-l
1/4
(7.188a)
Для приемника,
шумом, и
работающего в режиме ограничения квантовым
^min ~ & ^эфф | 1/у~
6/2 (т2 + Тг)'/2
2Ф|е/2 (у2 + ?2)1/2} —1
/А/2(Т? + т|)*/4
(7.1886)
для приемника, работающего в режиме ограничения шумом
Джонсона.
Обе величины в фигурных и квадратных скобках в (7.188) по-
рядка единицы. Так как f1/2n(?2i±Y22)1/4~ (v\\max/c) (fr)I/2 для
>/В, в то время как эта же величина примерно равна (ицтах1с).Х
X[f(fi—/г)р/2 для уСВ (здесь ицтах — максимальная ожидаемая
радиальная скорость), то система дает большие преимущества
при высоких частотах излучения f (так как эффективная ширина
полосы примерно равна fI/2), если фиксированы у и (fi—f2). Важ-
ны также малая ширина линий и их близкое расположение. Для
определенного выбора параметров, характеризующих наблюдае-
мый объект, (СШ)ВЫХ трехчастотной селективной системы будет
обеспечивать достаточно уверенный уровень приема. Для других
случаев, как упоминалось ранее, дальнейшее улучшение отноше-
ния сигнал-шум может быть получено при использовании много-
канального приемника и (или) классического радиометра.
7.4.4. Числовой пример. Астрономическое излучение CN
Как пример использования системы в миллимеровой области
спектра, вычислим гетеродинной порог для приема астрономиче-
ского излучения, возникающего при сверхтонких переходах JV =
= 1^0, /=3/2-^1/2 радикала CN: F = 5/2^3/2 (fr = 113490,9±
±0,2 МГц) и F = 3/2->l/2 (f2= 113488,1 ±0,3 МГц) |[7.102]. Послед-
ние радиометрические наблюдения этого излучения выполнены на
простом и однородном по скорости молекулярном облаке Орион-А:
измерения излучения 13С16О на линии, соответствующей переходу
дг=1—>0 привели к уточнению частоты излучения вследствие эф-
фекта Доплера, обусловленного движением облака. В то же время
использование гетеродинного радиометра, в котором не проявля-
ется доплеровский сдвиг, требует знания только границ диапазона
277
скоростей. Например, радиальная скорость, изменяющаяся в зна-
чительном диапазоне: —200vц ^200 км/с дает неопределенность
доплеровского сдвига 2|v// \fc~ 151,2 МГц. В этом случае регист-
рируемые частоты должны быть ограничены значениями
113415,3 МГцСГ1С 113566,5 МГц и 113412,5 МГц^/'2^
113563,7 МГц. Выбрав fL между двумя частотами излучения не-
подвижных молекул, например 113490,0 МГц, получим |—fb\^
2^76,5 МГц и |/'2—/ь|<77,5 МГц и, следовательно, можно вы-
брать Д/ = /п = 78 МГц. В зависимости от действительной скорости
облака, нелинейный прибор может выдавать сигнал биений излу-
чения гетеродина с прошедшим полосовой фильтр излучением дру-
гих сверхтонких линий, что будет ухудшать параметры, даже если
эти линии относительно слабые. Узкополосный фильтр выбирается
с центральной частотой, равной разностной частоте для покояще-
гося объекта /с=|Л—/2|=2,8 МГц, и минимальной шириной В =
= 2(| о у |/с)/с~1,87 кГц. Так как В<С2]/у21+у22, то порог опреде-
ляется значениями fn и у (мы выбрали у=1,5 МГц, так как
1,5 МГц). Поскольку для этих линий [7.102] «1/2,
Vi? 1
порог [см. (7.1886)] Pmin'^kT^ {2, 12} [1, 11] (8,8-103) (1,45Х
X 103) «йТэффбГ с 6F — 30 МГц, представляющей эффективную ши-
рину полосы фильтра, используемую при вычислениях. Для обыч-
ной системы с этой неопределенностью доплеровского сдвига при
одноканальном усилении порог должен быть равен kT^Af при
Д/^78 МГц, т. е. предлагаемая система имеет преимущества.
Для ситуации, в которой В>у, применение многоканального
приемника с набором узкополосных фильтров вместо полосового
фильтра, с шириной полосы пропускания В позволяет уменьшить
число каналов, необходимых для обычной системы. В ИК и види-
мой областях неизвестный доплеровский сдвиг дает большую не-
определенность частот, принимаемых излучений, чем в длинновол-
новом диапазоне. Поэтому такая система может быть полезна при
приеме атомного и молекулярного излучений высокой частоты,
особенно в области длинноволновых атмосферных окон. Например,
в 1940 г. впервые наблюдали интенсивное излучение при оптиче-
ских переходах в радикале CN межзвездных источников [7.103,
7.104]; пытались надежно зарегистрировать линию (2) излуче-
ния CN, что позволило бы уточнить оценку фонового космического
излучения на длине волны 1,32 мм [7.104]. Особое внимание так-
же должно быть уделено ПК излучению СО. Этот газ в межзвезд-
ном пространстве имеет относительно большую плотность и очень
широкий набор скоростей, как это следует из исследований излу-
чения в миллиметровом диапазоне волн [7.105, 7.106]. Ясно, что
все эти соображения применимы к детектированию лазерного излу-
чения космических источников {7.103, 7.107—7.109] и обнаружения
удаленных пылевых скоплений [7.110, 111].
7.4.5. Обсуждение
В этом параграфе был описан селективный гетеродинный ра-
диометр, перспективный для детектирования удаленных объектов,
таких как пылевые скопления или межзвездные молекулы. Систе-
ма работает на разностной частоте двух цзлучаемых линий, при
близком расположении которых разностная частота не зависит от
доплеровского сдвига. Две близкие частоты могут наблюдаться
при переходах в изотопах одного и того же вещества. Система вно-
сит малые потери по сравнению с обычным гетеродинным радио-
метром и имеет ряд специфических преимуществ. В частности, не-
обходимо знать разность частот излучения покоящегося объекта,
а не сами частоты линий, которые иногда трудно определить
[7.112], и не требуется ни стабильного, ни перестраиваемого гете-
родина. Очевидно, что это требует знания порядка величины ско-
рости источника и, следовательно, обычно непригодно для спект-
роскопии. Изменение скорости или направления движения источ-
ника существенно не изменяет обнаружительную способность сис-
темы. Это особенно важно в ИК и видимой областях спектра, где
доплеровские сдвиги обычно велики.
Для ряда интересных случаев, включая синусоидальные сигна-
лы и гауссовские сигналы с гауссовским и лоренцевским спектра-
ми, получены гетеродинный порог системы и отношение сигнал-
шум на выходе. Рассмотрено также влияние излучения на несколь-
ких (п^2) сигнальных частотах. Желательны следующие усло-
вия работы: 1) частота гетеродина должна лежать приблизительно
между сигнальными частотами; 2) наиболее желательны близкие
(В мало) линии с минимальным уширением (малым у); 3) А/ (/п)
должна быть минимизирована ожидаемым доплеровским сдвигом;
4) необходимо выбирать наиболее интенсивную пару линий, удов-
летворяющую приведенным выше условиям.
Как пример использования метода в миллиметровой области
спектра приведена регистрация излучения CN и показана возмож-
ность использования метода при более высоких частотах. Для суб-
миллиметровой области можно использовать сочетание диода Шот-
ки с гармоническим смесителем, которое обеспечит на входе низ-
кочастотный сигнал. В этих приборах легко генерируются гармони-
ки местного гетеродина [7.101], следовательно, легко осуществить
селективный гетеродинный радиометр [7.113].
В качестве гетеродина в этой области частот обычно может
быть использован генератор на лавинно-пролетных диодах, так как
при этом не требуется высокой стабильности частоты, трудно дости-
жимой в этом приборе {7.96]. В области высоких частот возможно
использование некоторых фиксированных лазерных линий, посколь-
ку нет необходимости в перестройке частоты гетеродина.
К недостаткам системы, наряду с дополнительной сложностью,
относится отсутствие доплеровской информации и трудность на-
блюдения линий поглощения и излучения с непрерывным спект-
ром. Использование калиброванной нагрузки здесь также сложнее,
279
чем в обычном случае. И наконец, существует неопределенность
при соответствующей идентификации зарегистрированного сигнала
разностной частоты; это аналогично проблеме идентификации сиг-
нала доплеровского сдвига в обычной схеме. Таким образом, сис-
тема была бы полезна для применения в тех случаях, когда она
наиболее эффективна: при поиске известных слабоизлучающих
удаленных объектов с неизвестной доплеровской характеристикой.
Наконец, обратим внимание на вариант этой схемы, который
называется гетеродинным корреляционным радиометром [7.114].
Он был полезен как чувствительный приемник для обнаружения
излучающих объектов с известным доплеровским сдвигом, наличие
которых желательно подтвердить. Такое излучение может возник-
нуть, например, от удаленных молекулярных источников, пылевых
скоплений, следов минералов, химических веществ или вообще ис-
точников со сложным многолинейчатым спектром. Излучающий
образец физически может быть частью лабораторного устройства,
излучение которого после гетеродинного приема сопоставляется с
излучением удаленного объекта. Ожидается, что рассматриваемая
система будет особенно полезна для обнаружения источников,
энергия излучения которых распределена по большому числу ли-
ний, частоты которых не обязательно известны. Не требуется ни
стабильного, ни перестраиваемого гетеродина. Выражение для ге-
теродинного порога в этом случае подобно соотношению для обыч-
ного гетеродинирования (как для приемников, работающих как в
режиме ограничения квантовым шумом, так и в режиме ограниче-
ния шумом Джонсона). Заметным отличием является то, что ха-
рактеристика предложенной системы улучшается с увеличением
числа регистрируемых линий удаленного источника излучения и
локальной мощности излучения. Ухудшения характеристик из-за
нежелательного излучения примесей не происходит.
8. Последние достижения в технологии
приемников видимого и ИК диапазонов
Р. Дж. Киес'
Со времени публикации первого издания книги значительный
прогресс в технологии приемников видимого и ИК диапазонов при-
вел к достижениям в области приема фотонов. В основном эти до-
стижения связаны с развитием или практическим использованием
существующих концепций, а не с разработкой принципиально но-
вых методов приема излучения. Тем не менее эти успехи явились
стимулом для широкого применения приемников видимого и ИК
диапазонов в различных областях, в частности, в телевидении,
1 Lincoln Laboratory, Massachusetts Institute of Technology, Lexington, MA
02173, USA.
280
связи, при получении информации со спутников, в приборах ноч-
ного видения, военных системах с ТВ- и ИК-наведением и быто-
вых приборах.
Представленный в этой главе материал основан на сообщениях
авторов этой книги, на обобщении информации, полученной из пе-
риодических научных изданий и бесед с Дж. Фойтом из лаборато-
рии им. Линкольна. В последние годы прогресс в усовершенство-
вании приемников видимого и ИК диапазонов был весьма много-
гранным, и все стороны этого процесса трудно равноценно пред-
ставить в одной главе. Рассмотрим только некоторые достижения,
которые, как полагает автор, отражают общие тенденции развития.
Многочисленные ссылки должны помочь читателю в ознакомле-
нии с более подробной информацией и расширить кругозор, в том
числе и в области технологии.
Успехи в разработке приемников рассмотрены в соответствии с
общей классификацией приемников, приведенной в первых главах
книги (тепловые, фоторезисторные, фотогальванические, фотоэмис-
сионные, на ПЗС и гетеродинные приемники). В последней части
главы показаны перспективы разработки приемников и технологии
их изготовления, которые, по мнению автора, окажут значительное
влияние на использование приемников видимого и ИК диапазонов
для решения важных задач нашего общества.
8.1. ТЕПЛОВЫЕ ПРИЕМНИКИ
Как показывают оригинальные публикации, хотя и не разрабо-
тано ни одного нового типа тепловых приемников, интерес к ним
постоянно растет, улучшаются их рабочие характеристики, надеж-
ность и конструкции. Этот прогресс обусловлен тремя различны-
ми потребностями. Во-первых, приемники с улучшенными рабочи-
ми характеристиками необходимы для ИК астрономии, как назем-
ной, так и космической. Во-вторых, неохлаждаемые приемники с
хорошими характеристиками требуются для радиометров, устанав-
ливаемых на искусственных спутниках и межпланетных станциях.
В-третьих, промышленности необходимы дешевые и надежные
приемники для систем тревожной сигнализации и для промышлен-
ных приборов. Последнее обусловило крупномасштабное производ-
ство определенных приемников для более широкого, чем это было-
раньше, использования теплового (8... 13 мкм) излучения. В про-
цессе разработок сформировалось понимание того, что неохлаждае-
мые тепловые приемники не только более дешевы, но и обладают
набором характеристик, которые делают их незаменимыми в неко-
торых применениях, хотя по своим параметрам они уступают ох-
лаждаемым фотонным приемникам. Этот процесс продолжается, и
можно сказать, что быстрое развитие тепловых приемников будет
продолжаться и далее.
281
8.1.1. Термоэлементы
В последние годы основное внимание уделялось широкому ис-
следованию пленочных термоэлементов, изготовляемых вакуумным
напылением. Наиболее подробно их использование в радиометрах
для глубокого космоса рассмотрено в работе [8.1]. При возрас-
тающем спросе промышленности на дешевые и надежные прием-
ники для диапазона длин волн 10 мкм термоэлементы встречают
сильную конкуренцию со стороны пироэлектрических приемников
[8.2, 8.2а]. В наземных применениях используются электрически
калибруемые радиометры с термоэлементами, изготовляемыми
распылением проволоки хром — никель [8.3] или медь — констан-
тан [8.3а], интегральные датчики излучения для контроля радиа-
ции от токомаков и для других экспериментов по термоядерному
синтезу [8.4], юстировочные устройства в экспериментах по термо-
ядерному синтезу, инициируемому излучением СОг-лазера [8.5].
Термоэлементы с напыленными пленками рассмотрены в работе
[8.6]. Использование комбинированных пленок представлено в ра-
боте [8.6а].
8.1.2. Болометры
Все еще предпринимаются попытки разработать усовершенство-
ванные болометры, работающие при или вблизи комнатной темпе-
ратуры. В них используются приборы на переходах окисел вана-
дия — металл — полупроводник [8.7], элементы на основе слоев
висмут — свинец '[8.8], металлического никеля [8.8а] и алюминия
[8.86], карбида кремния [8.8в] и легированной керамики из тита-
ната бария [8.8г]. В новых конструкциях радиометров и измери-
телей мощности используются терморезисторные болометры [8.9—
8.11]. Для создания быстродействующих чувствительных (NEP^
~10-9 Вт-Гц1/2 при частоте модуляции 25 МГц и длине волны
100 мкм) неохлаждаемых усовершенствованных болометров ис-
пользуется микроэлектронная технология [8.11а].
Значительные усилия направлены на улучшение криогенных бо-
лометров, необходимых для ИК- и субмиллиметровой астрономии.
Основное внимание уделяется оптимизации различного типа ком-
бинированных структур [8.12—8.14]. В этих приборах приемник
излучения имеет тепловую связь с болометрическим элементом, ко-
торый выполняет роль чувствительного термометра. В качестве
«болометрических элементов используются как полупроводники
[8.13—8.16], так и сверхпроводники [8.12, 8.17]. Если конструкция
эффективного поглотителя тепла в принципе понятна, то пробле-
ма теплового контакта поглотителя с чувствительным элементом
более сложна, особенно для приборов, которые должны работать
при температуре ниже 1 К. Тепловой контакт чувствительного эле-
мента с теплоотводом представляет аналогичную проблему.
К возможным решениям этой проблемы относятся изготовление
основных элементов методом эпитаксиального выращивания Si на
282
Таблица 8.1
Комбинированные криогенные болометры
Поглощающий слой Чувстви- тельный элемент Рабочая темпера- тура, к NEP Вт-Гц—1/2 Частота модуля- ции, Гц Время отклика, мс Литера- турный источник
Легированный Si, диаметр 1 мм Фольга из Си с фер- ритовым чернением диаметр 2 мм Пленка Bi на сапфи- ре, 4x4 мм2 Пленка Bi на сапфи- ре, 4X4 мм2 Ионнолегированный Si, 5X5 мм2 Пленка А1 без под- ложки (прьбпр для изучения кинетики газов) Ge Ge ( Al I Ti / Ge 1 Ge Si на сапфире (эпитак- сия) Al 1,8 1,7 1,5 0,4 1,2 0,35 0,1 1,5 1,3-10—14 2-10-14 1,7-10-16 2-Ю-1’ (оценка) 3- ю—15 6-1 о-1» «ю-18 (оценка) 4-Ю-1’ 80 52 17 17 83} 251 61 ю—4 [8.161 [8.19] [8.12] [8.16] [8.14] [8.18]
сапфире, введение примесей ионной имплантацией для образова-
ния поглощающих слоев и формирование структур методами фо-
толитографии '[8.14]. Результаты последних работ обобщены в
табл. 8.1. Большинство авторов обсуждают мощность сигнала, эк-
вивалентную шуму (NEP). Для получения истинного значения ра-
диационного NEP (как представлено на рис. 3.8) необходимо ввес-
ти поправочные множители. Рассмотрение проблемы ввода излу-
чения в приемник показывает, что в лучшем случае эти множите-
ли не превышают 50% ,[8.13]. Даже тогда значение NEP, пред-
сказываемое некоторыми авторами для наиболее усовершенство-
ванных конструкций, приближается к значению 10-16 Вт-Гц-1/2,
для достижения которого необходимо исследование малошумящих
усилителей. Однако и это не является пределом — в работе 1[8.18]
описаны приборы с NEP 4-10~17 Вт-Гц-1/2 и временем отклика око-
ло 10-7 с, полученные с использованием пленки сверхпроводящего
алюминия без подложки, охлаждаемой газообразным гелием. Этот
прибор был предназначен для изучения кинетики газов, а не для
приема излучения.
Криогенные болометры применяются в наземных приборах
[8.20], на воздушных шарах [8.21], в самолетах [8.19] и спутни-
ках [8.22]. Криогенные болометры рассматриваются также в рабо-
тах [8.23 — 8.25а].
8.1.3. Ячейка Голея и аналогичные приемники
В современных спектрометрах ячейка Голея в некоторой сте-
пени заменяется пироэлектрическими приемниками [8.26], но все
еще широко используется, особенно в субмиллиметровом диапазоне
283
{8.27], для которого конструкции пироэлектрических приемников
еще не полностью оптимизированы. В газоанализаторах пока ши-
роко используется конденсорный приемник микрофонного типа.
Его работа рассмотрена в статье'[8.28].
8.1.4. Пироэлектрические приемники
.Использование пироэлектрических приемников быстро расши-
ряется. Значительные усилия направлены на разработку как прос-
тых приемников, предназначенных для массового производства,
так и сложных конструкций с предельными характеристиками.
Хотя из имеющихся пироэлектрических приемников лучшими ха-
рактеристиками обладают приемники на основе триглицинсульфа-
та, о которых говорилось ранее, они изготавливаются также и из
преломляющего оксидного материала, такого как LiTaO3, который
обеспечивает преимущество в простоте изготовления и надежности
при эксплуатации. Успехи в технологии вновь пробудили интерес
к матричным пироэлектрическим приемникам. Снабженные для
считывания мультиплексорами на основе ПЗС или другими, эти
матрицы привлекательны в тех случаях, когда необходимы их сред-
ние размеры (с числом элементов менее 1000), и в конечном счете
должны будут обеспечить потребность в больших двумерных мат-
рицах (105—106 элементов) с лучшими, чем у пироэлектрических
видиконов, характеристиками. Так как сам пироэлектрический ви-
дикон (см. § 3.7) уже широко применяется в различных теплови-
зионных устройствах, эти разработки значительно расширят диа-
пазон применений, в которых использование систем формирования
многоградационных тепловых изображений станет экономически
оправданным.
Недавно опубликованы обзоры по пироэлектрическим приемни-
кам [8.29—8.31а]. Лэнг [8.32] продолжает публиковать очень по-
лезный указатель, который охватывает все аспекты исследований
по пироэлектричеству, а также по приемникам и их применениям.
В работах [8.33—8.36д] рассмотрены конструкции пироэлектриче-
ских приборов.
В работе {8.38] описаны пироэлектрические приемники, в кото-
рых при изготовлении сверхчувствительных приемников из LiTaO3
были использованы современные технологические методы, такие
как ионно-лучевая обработка. Эта работа получила премию на кон-
курсе «Лучшая исследовательская разработка», проведенном в
1978 г. для 100 новых лучших изделий [8.38]. Новые методы из-
готовления высококачественных приемников, особенно для субмил-
лиметрового диапазона, были предложены в работе i[8.39]. Авто-
ры этой работы предположили, что при криогенных температурах
возможен выигрыш в параметрах пироэлектрических приемников.
На первый взгляд это кажется шагом назад, однако для некото-
рых применений в субмиллиметровом диапазоне, в котором другие
приемники работают только при температуре жидкого гелия, это
предложение может обеспечить выигрыш. Трудности получения ма-
284
териалов с нужным составом и изготовления сложных структур»
характерны для криогенных приемников субмиллиметрового диа-
пазона, особенно для полупроводников (как болометров, так и фо-
тонных примесных приемников) и в некоторой степени для сверх-
проводников. Поскольку в пироэлектриках используются собствен-
ные, не являющиеся структурно чувствительными, свойства мате-
риалов, эта проблема не является такой трудноразрешимой даже
при криогенных температурах. Для некоторых применений в суб-
миллиметровом диапазоне лучше всего использовать матричные
приемники. Разработка технологии их изготовления на основе пи-
роэлектриков проще, чем для другого возможного типа приемни-
ков. В работе [8.40] показано, что NEP приемников из цирконат-
титаната свинца улучшается более чем в 250 раз при охлаждении
до 1,18 К. Известная простота изготовления пироэлектрических
приемников из цирконата-титаната свинца может привести к соз-
данию полезных приборов для диагностики плазмы в субмиллимет-
ровом диапазоне и для исследования лазерного излучения.
При создании пироэлектрических приемников с предельными
характеристиками все еще используют триглицинсульфат, хотя,
по-видимому, он будет заменен LiTaO3. Последнее успешное ис-
пользование радиометров при зондировании Венеры с помощью
станции «Пионер» [8.41, 8.41а] и в метеорологических спутниках,
таких как TIROS N [8.42], показало возможности приборов на
триглицинсульфате.
Пироэлектрические приемники производятся в больших коли-
чествах либо на основе LiTaO3, либо из цирконат-титаната свинца
с добавками, улучшающими пироэлектрические свойства *[8.43].
Применяются также пленки из ниобатов стронция-бария ([8.44] и
поливинилиденфторида [8.36а,г]. По мере изучения свойств поли-
мерных пленок их применение может расшириться.
В работах [8.45—8.486] описаны применения пироэлектриче-
ских приемников. Одной из перспективных областей является раз-
работка радиометров на диапазон 26... 35 мкм для обнаружения
турбулентности чистого воздуха с целью обеспечения безопасности
высотных полетов самолетов [8.48]. Успехи, достигнутые в разра-
ботке технологических методов изготовления пироэлектрических
приемников, а также простых приемников теплового излучения
должны обеспечить им прочное место среди ИК-приборов.
8.1.5. Другие типы тепловых приемников
Упомянем также спектрофон, хотя он и не является приемни-
ком в обычном смысле. В этом приборе возникает давление, вызы-
ваемое акустическими волнами, возбуждаемыми при поглощении
модулированного излучения молекулами (обычно газа, но может
быть и конденсированной среды), которые расположены в погло-
щающей ячейке. Давление, создаваемое этими волнами, детекти-
руется чувствительным микрофоном, расположенным в ячейке.
Этот прибор по принципу работы сходен с ячейками Голея и Люф-
285
та (см. § 3.4). Особый интерес, проявляемый к этому прибору в
последнее время, объясняется его селективностью, поскольку вы-
ходные сигналы возникают только от исследуемого материала и,
следовательно, прибор имеет высокую чувствительность к наличию
следов молекул загрязняющей примеси определенного вида в
сложных средах. В работе [8.50] проведено сравнение характе-
ристик этого приемника с характеристиками обычных приемников
применительно к спектральному анализу, а в работе [8.51] дан
общий обзор. Продолжаются работы по приемникам на эффекте
Нернста [8.50а—в].
8.1.6. Тепловые приемники в ИК-системах
формирования изображения
Из тепловых систем формирования изображения, обсуждавших-
ся в первом издании, продолжается разработка только пироэлект-
рических видиконов. В настоящее время разработаны пироэлектри-
ческие камеры с характеристиками, сравнимыми с характеристика-
ми систем с механическим сканированием одноэлементного охлаж-
даемого фотонного приемника, но с меньшей стоимостью. В послед-
них работах описаны применения пироэлектрических камер, в том
числе в экспериментах по термоядерному синтезу [8.52, 8.53], ИК-
спектроскопии [8.54, 8.55], промышленных приборах и контроль-
ной аппаратуре, при хирургических операциях [8.56, 8.57, 8.57а] и
в высокоскоростной ИК-фотографии [8.576]. В работе [8.58] рас-
смотрены другие применения тепловых систем изображения, для
которых пироэлектрическая камера является наиболее удобным
типом прибора. Характеристики современных пироэлектрических
видиконов приведены в обзорных статьях [8.59—8.63].
Исследования по улучшению характеристик пироэлектрических
систем формирования изображения продолжаются по нескольким
направлениям. Дальнейшее улучшение пространственного разре-
шения, обеспечиваемого видиконом, может быть достигнуто при
использовании растровых мишеней [8.64]. Перспективными мате-
риалами являются легированные ферроэлектрики [8.64а]. Однако
другой подход направлен на разработку более дешевых и меха-
нически прочных трубок с меньшей потребляемой мощностью для
тех применений, которым удовлетворяют достигнутые характерис-
тики [8.65, 8.66].
Альтернативными пироэлектрическому видикону являются твер-
дотельные приборы, в которых матрица пироэлектрических при-
емников опрашивается ПЗС или другим мультиплексором. По-
скольку собственная чувствительность одноэлементного пироэлект-
рического приемника почти на два порядка выше, чем ограничен-
ная размером электронного луча и шумом усилителя чувствитель-
ность элемента разложения пироэлектрического видикона, эти при-
боры более перспективны по сравнению с пироэлектрическим ви-
диконом. Однако до настоящего времени он не казался таким при-
влекательным по сравнению с видиконом, потому что характерис-
286
тики электронных схем мультиплицирования не достигли необхо-
димого уровня. Последние успехи в разработке электронных схем
дают основания для пересмотра этого подхода [8.31, 8.37, 8.67—
8.69]. Конечной целью является разработка неохлаждаемых, пол-
ностью твердотельных, несканируемых систем формирования изо-
бражения с характеристиками, которые могут быть сопоставимы
(для наземных применений при любой скорости цели), с характе-
ристиками наиболее разработанных криогенных систем, обеспечи-
вая при этом значительное уменьшение стоимости, снижение требо-
ваний к логическим схемам обработки сигнала и значительное уве-
личение надежности.
8.2. ФОТОДИОДЫ, ФОТОРЕЗИСТОРЫ И ЛАВИННЫЕ ФОТОДИОДЫ
За последнее время большое внимание уделено разработке
технологии фотодиодов на основе сплавов Pbi-xSnxSe и Pbi-xSnxS,.
усилился и особый интерес к Hgi_xCdxTe. Остается высоким ин-
терес к легированному кремнию как материалу для ИК приемни-
ков. В этом параграфе кратко рассмотрены последние наиболее
значительные результаты по приборам из этих материалов. За по-
следнее время к изложенной в гл. 4. теории важных дополнений не
было.
8.2.1. Фотодиоды с собственным поглощением
По-видимому, несомненно, что предсказанная теоретически в
1976 г. рекомбинация Оже (см. [4.39] в гл. 4) действительно про-
исходит в сплавах Pbi-xSnxTe, хотя экспериментальное подтверж-
дение этого еще не получено. Наблюдаемая сильная рекомбинация
Оже и полученные малые времена жизни носителей (т~10-8 с)
являются факторами, сдерживающими последние разработки
РЬ1-х8пхТе-приемников; при сильной рекомбинации Оже предель-
ное значение D*K фотодиодов из Pbi-xSnxTe будет меньше, чем
предсказанное в гл. 4, где предполагалась возможность только из-
лучательной рекомбинации. По теории рекомбинация Оже будет
слабее в сплавах Pbi~xSnxSe и Pbi-xSnxS, поскольку в них поверх-
ности постоянной энергии на краях валентной зоны и зоны прово-
димости менее анизотропны, чем в Pbi_xSnxTe; поэтому для при-
емников с хорошими характеристиками предпочтительнее эти две
системы сплавов AIVBVI, чем Pbj_xSnxTe {8.70].
Предыдущие расчеты рекомбинации Оже, проведенные Петер-
соном для Hgi-xCdxTe n-типа, Петерсон и Кассельман распростра-
нили на материал p-типа. Цель работы [8.71] заключалась в опре-
делении действительной важности рекомбинации Оже в
Hgi_xCdxTe p-типа. При расчете они учитывали переходы Оже как
легких, так и тяжелых дырок валентной зоны. Результат поможет
определить предельное значение £)*х, реально возможное в фото-
диодах из Hgi_xCdxTe.
287
Продолжается разработка технологии фотодиодов из
Hgi_.rCd.xTe, (см., например, [8.72а, б], а также обзорную статью
[8.73]).
8.2.2. Фоторезисторы с собственным поглощением
В работе [8.74] экспериментально продемонстрирована зависи-
мость параметров материала приемника от фонового излучения,
описанная в приложении Д; результаты получены при исследова-
нии фоторезисторов из Hgo,8Cdo,2Te, чувствительных в диапазоне
длин волн 8... 14 мкм. В работе [8.75] показано, что фоторезисто-
ры обладают хорошими параметрами, приближающимися к пре-
дельным значениям, определяемым рекомбинацией Оже.
В другой работе {8.76] предложен и продемонстрирован геомет-
рический метод увеличения значения в Hgi-xCdxTe. Он за-
ключается в локализации электрических омических контактов, ко-
торые более чем на диффузионную длину отнесены от края осве-
щаемой активной области приемника; в такой конструкции пре-
дотвращается быстрая потеря возбужденных излучением носите-
лей из-за рекомбинации на контактах. Таким «омическим» кон-
тактам соответствует граничное условие Дп = Др = 0, определенное
на стр. 106. Этот метод может быть полезным, но при его использо-
вании возрастает объем чувствительного элемента, в результате
чего увеличивается больше шум, чем сигнал, так что ухудша-
ется. (см. [8.77], уравнение (15)).
8.2.3. Фоторезисторы с примесной фотопроводимостью
Специально легированный Si является основным материалом
этой категории. В открытой литературе опубликованы некоторые
данные о легированном кремнии как материале для примесных
ИК-фоторезисторов. Свойства легирующих примесей, ранее недо-
статочно известные, изучены; они, по-видимому, обеспечат допол-
нительные возможности использования легированного кремния как
эффективного материала для приемников.
В работе [8.77] сообщается об обширных исследованиях при-
месных Si фоторезисторов для спектральных диапазонов 3... 5 и
8... 14 мкм. Изучены легирующие примеси In, S и Та для диапазо-
на 3 ... 5 мкм, а также Al, Ga, Bi и Mg для диапазона 8... 14 мкм.
Детально изучены {8.78] свойства Si, легированного таллием, в
ИК диапазоне. Концентрация Та выше 5-Ю16 см-3; он является
акцептором. Авторы измерили энергию ионизации, которая равна
0,246 эВ и соответствует граничной длине волны Хсо = 5,О мкм, т. е.
этот материал пригоден для создания фоторезистора диапазона
3... 5 мкм. Они также оценили максимальное оптическое сечение
захвата для таллия в Si, равное 2,6-10-17 см2. В более поздней ра-
боте [8.79] было подтверждено значение энергии ионизации тал-
лия, равное 0,24 эВ.
288
О разработке Si, легированного селеном и предназначенного
для диапазона 3... 5 мкм, сообщено в работе [8.80]; селен ведет
себя как донор. Энергия ионизации селена определена из измере-
ний фотопроводимости и равна 0,3 эВ, что соответствует Хс0 =
= 4,1 мкм. Найдено, что предельная растворимость селена в Si
несколько превышает 1017 ат/см3.
8.2.4. Лавинные фотодиоды
Развитие волоконно-оптических систем связи с низкими поте-
рями и большой шириной полосы, предназначенных для спект-
рального диапазона 1 ... 1,6 мкм, в котором многие волоконно-опти-
ческие материалы обладают низкими потерями при передаче, яв-
ляются основной побудительной причиной последних достижений
в разработке быстродействующих лавинных фотодиодов (ЛФД) на
гетероструктурах с высоким усилением. Помимо волоконно-оптиче-
ской связи ЛФД на гетероструктурах могут открыть новые воз-
можности перед активными лазерными системами формирования
изображения и дальнометрии в окне прозрачности атмосферы
1,5 мкм, пассивными приборами ночного видения (ПНВ), рабо-
тающими в области максимума свечения неба (—1,6 мкм) и лазер-
ными системами спутниковой связи. Привлекательной особен-
ностью ЛФД, сформированных на многослойных структурах на
основе двух-, трех- и четырехкомпонентных соединений, является
возможность обеспечения максимума чувствительности на любой
длине волны в диапазоне 0,4... 1,8 мкм за счет соответствующего
выбора сплавов элементов III—Угрупп и их стехиометрического со-
става.
В работе [8.81] сообщалось, что для излучения с длиной волны
1,2 мкм при постоянной времени 150 нс и квантовой эффективности
45% получен коэффициент лавинного умножения более 12 в эпи-
таксиальных слоях GalnAsP на InP-подложках. Светочувствитель-
ный элемент ЛФД представлял собой сформированную травлени-
ем мезаструктуру диаметром 150 мкм. В статье выражена на-
дежда, что такой сплав может обеспечить лавинное усиление при
чувствительности в спектральном диапазоне 0,9... 1,6 мкм за счет
хорошего согласования кристаллических решеток изменением его
стехиометрического состава.
Недавно сообщалось [8.82] о получении коэффициента лавин-
ного умножения порядка 3000 на длине волны 1,25 мкм при плот-
ности темнового тока 1 мкА/см2 и напряжении, равном половине
пробивного, на InGaAsP/InP-приборе диаметром 50 мкм. Высокий
коэффициент усиления и малый темновой ток объясняются близ-
ким расположением области лавинного умножения р-п перехода
(сформированного в окне InP) и поглощающих излучение областей
из InGaAsP.
В последней обзорной статье [8.83] приведены критерии оцен-
ки лавинных фотодиодов на гетероструктурах из сплавов материа-
289
лов III—V групп с точки зрения быстродействия, шумов и усиле-
ния. Проведено также сравнение основных рабочих параметров
«ЛФД из GaAlSb, GaAlAsSb и InGaAsP.
8.3. ФОТОЭМИССИОННЫЕ ПРИЕМНИКИ
Последние разработки в области фотоэмиссионных приемников
разделяются на шесть основных направлений. Первое направление
состоит как в усовершенствовании технологии классических фото-
катодов'[8.84], так и в улучшении их составов, что видно из рек-
ламной литературы изготовителей. Второе направление связано с
применением для фотокатодов широкозонных полупроводников с
ОЭС, в том числе GaP и GaAsP для видимого диапазона и GaAs
для ближнего ПК диапазона [8.85, 8.86]. Третье направление со-
стоит в конструировании фотокатодов, работающих на пропускание
и предназначенных для формирования изображения; один из при-
меров приведен в работе [8.87]. Четвертое направление связано с
постоянным улучшением параметров фотокатодов, оптимизирован-
ных для приема излучения с длиной волны 1,06 мкм [8.88]. Пя-
тое направление, определяющее все достижения в указанных выше
разработках фотокатодов с отрицательным электронным сродством,
состоит в значительном совершенствовании моделирования струк-
тур и теории поверхности, покрытой пленками (CsO) [8.89—8.95]
(в частности, явлений прилипания кислорода и распыления). Шес-
тое направление связано со значительным улучшением автоэлект-
ронных эмиттеров для диапазона 1 ... 1,65 мкм [8.96—8.101].
За исключением приборов с автоэлектронной эмиссией коли-
чественное улучшение рабочих характеристик было значительным,
хотя достигалось постепенно. Достигнуты квантовая эффективность
фотокатодов выше 50% в видимом диапазоне на длине волны
0,53 мкм; для широкозонных полупроводников квантовая эффек-
тивность составила 14% для GaAs на длине волны 0,85 мкм при
работе на пропускание и 9% для InGaAsP на длине волны 1,06 мкм
в режиме отражения.
Значительные успехи в моделировании поверхности заключают-
ся в более глубоком изучении «реконструированной» поверхности
раздела полупроводник — вакуум (в чистых ненапряженных крис-
таллах решетка не просто оканчивается, но последние слои регули-
руют формирование новой структуры поверхности без собственных
поверхностных состояний и без фиксирования положения уровня
Ферми), а также в изучении влияния О и Cs (или других метал-
лов) на эту поверхность. Было обнаружено, что кислород и, воз-
можно, вносимые напряжения являются причиной возникновения
поверхностных состояний (аналогично для металлов в отсутствие
кислорода); наконец, фотоэлектронная эмиссия полупроводников с
ОЭС может быть связана со специфическими (CsO) субокислами.
Другие разработки направлены на определение вероятностей рас-
пыления и прилипания кислорода; по барьерам Шотки существует
290
множество опубликованных работ (не включенных в приведенный
ниже список литературы).
Катоды с автоэлектронной эмиссией были разработаны ко вре-
мени первого издания; в работах [8.96, 8.97] приведены первые
сообщения об успехах в этой области и предложения по констру-
ированию фотоэмиссионных приборов с этими катодами. В наибо-
лее широко известном варианте этого ранее предложенного при-
бора к обычному ИК фотокатоду с ОЭС добавлены два слоя, как
описано в тексте. Например, для получения эмиссии из InGaAsP в
ИК диапазоне на фоточувствительном полупроводнике InGaAsP
выращен слой широкозонного InP (известно, что он имеет зону
проводимости с высокой эффективной массой носителей, лежащую
выше дна зоны проводимости); эта поверхность покрывается слоем
Ag толщиной 10... 20 нм для образования барьера Шотки, затем на
нее наносится слой (CsO) для получения ОЭС в InP(/Ag). Для
создания обедненной области во всем объеме InP на барьер Шотки
в рабочем состоянии подают обратное смещение. Для получения
фотоэмиссии на длинах волн от 1,0 до 1,65 мкм необходимо, чтобы
электроны, инжектированные в расположенную выше зону проводи-
мости, пересекали слой InP, из которого должна идти эмиссия че-
рез Ag/(CsO), как в фотокатодах из InP с ОЭС. Сообщается, что
при напряжении смещения 3... 5 В и охлаждении до 125 К получен
квантовый выход порядка 2хЮ~3 на длине волны 1,65 мкм. При
комнатной температуре выход ухудшается, а темновой ток быстро
возрастает при напряжениях смещения выше 3... 5 В (тогда как
эмиссия имеет насыщение в этом же диапазоне напряжений). Пове-
дение поверхности изучено не полностью.
8.4. ПРИБОРЫ С ПЕРЕНОСОМ ЗАРЯДА ДЛЯ СИСТЕМ
ФОРМИРОВАНИЯ ИЗОБРАЖЕНИЯ
После 1970 г. интенсивные исследования и разработки концеп-
ции зарядовой связи в МОП-структурах полностью преобразовали
устройства обработки данных и широко используются для мульти-
плицирования и усиления сигналов матричных приемников, работа-
ющих в видимом и ПК диапазонах. Поскольку кремний был основ-
ным полупроводником в ПЗС, вполне естественно, что первые уст-
ройства формирования изображения на основе ПЗС обладали чув-
ствительностью в спектральном диапазоне 0,4... 1 мкм. Как в облас-
ти приема фотонов, так и при формировании изображений приме-
нение ПЗС и аналогичных приборов с инжекцией заряда (ПЗИ)
может принести большую пользу и обеспечить значительное улуч-
шение рабочих характеристик крупноформатных матриц приемни-
ков. Кроме значительного увеличения способности к обнаружению
слабых сигналов этот подход обеспечит также выигрыш в объеме,
массе, механической жесткости и рассеиваемой мощности; послед-
нее особенно важно в условиях работы при криогенных температу-
рах или в отдаленных местностях.
291
8.4.1. Приборы формирования изображения на ПЗС
для ближнего ИК и видимого диапазонов
В работе [8.102] сообщалось о матрице с числом элементов
800x800, изготовленной на кремниевых ПЗС со скрытым кана-
лом, среднее квадратическое значение шума считывания которого
было порядка 15 электронов на элемент разложения. Матрица
предназначена для формирования изображений в космическом те-
лескопе в видимом и ближнем ИК диапазонах при температуре
170 К. Вследствие малого размера элемента изображения (15Х
Х15 мкм) и использования структуры со скрытым каналом, на-
сыщение достигалось приблизительно при 7Х104 электронах на
элемент изображения. В дополнение к большому числу элементов,
структура матрицы была такова, что обеспечивала свободное от
шумов суммирование зарядов от двух или более элементов разло-
жения (до выходного усилителя). Такое суммирование сигналов от
элементов разложения улучшает обработку малоконтрастных раз-
мытых изображений. В этом приборе линейные и точечные дефек-
ты не превосходят 1% °т числа элементов разложения ([8.103].
Устройства формирования изображения с числом элементов
1024X64, изготовленные из кремния, которые могут работать в ре-
жиме накопления или в режиме ВЗН, обладают высоким уровнем
насыщения (106 электронов на элемент разложения), однород-
ностью поверхности порядка 1... 3% и квантовой эффективностью
50% в режиме накопления [8.104]. Среднее квадратическое значе-
ние шума менее 200 электронов на элемент разложения, однако
действительная величина шумов не приводится. Чувствительность
устройства формирования изображения с строчным сканированием
в режиме ВЗН увеличивается в 64 раза по сравнению с его зна-
чением при сканировании с помощью обычного датчика изображе-
ния при одинаковом размере элементов (20x20 мкм).
Последние измерения, проведенные для ИК ПЗС на барьерах
Шотки в монокристаллах платина — кремний [8.105], показали
уникальную однородность этих приборов, предназначенных для
формирования изображения в ближнем ИК диапазоне (1,2...
...4 мкм). При использовании линейки приемников с 250 элемен-
тами измеренный разброс параметров не превышал 0,55%, а при
использовании двумерной матрицы с числом элементов 25x50 со-
ставил приближенно 2% и ограничивался только возможностью
контроля геометрической площади отдельного чувствительного эле-
мента. В последнем случае активная оптическая площадь (46X
Х46 мкм) составляла только 16% от фактической, что приводило
к низкой эффективности сбора фотонов. С учетом того, что кван-
товая эффективность активной области составляла только 1,5%,
это приводило к тому, что только один из — 2000 фотонов создавал
регистрируемые приемником носители. Несмотря на неблагоприят-
ные условия преобразования матрица обладала эквивалентной шу-
мовой температурой 1°’С и NEP 3,36хЮ-11 Вт при однородности
2%, рабочая температура составляла 80 К. Ожидается, что при
292
улучшении конструкции и схем электронного тракта ИК ПЗС с
барьером Шотки с большой плотностью элементов будут способны
различать повышение температуры в приборах с прямым считыва-
нием на 0,1... 0,2° С относительно температуры окружающей среды.
8.4.2. Тепловизоры на основе ПЗС
При разработке перспективных систем формирования теплового
изображения основным приемом остается последовательно-парал-
лельное сканирование с ВЗН. Однако в приборах с небольшим чис-
лом элементов разложения применяются двумерные матрицы при-
емников в ждущем режиме с устройствами считывания на ПЗС
или ПЗИ [8.106]. Это позволяет отказаться от устройств сканиро-
вания и фокальной оптики, используемых в обычных системах.
Однако для компенсации неоднородности необходимо применять
смещение по постоянному току и коррекцию усиления. Нелинейно-
сти чувствительности приемников и считывания значительно уве-
личивают объем вычислений, необходимый для достаточной кор-
рекции, и только экспериментальное исследование стабильности
работы различного типа матриц позволит определить, как часто
необходимо производить калибровку алгоритма коррекции {8.107,
8.108]. Использование модуляции затруднительно, однако может
обеспечить калибровку в реальном масштабе времени.
Кремний с примесной фотопроводимостью можно использовать
для матриц, работающих в ждущем режиме. Поскольку коэффици-
ент фотоэлектрического усиления кремния меньше единицы, его
можно использовать без насыщения мультиплексора при больших
временах накопления. Гибридные фотодиодные матрицы также
могут применяться, но они имеют коэффициент фотоэлектрического
усиления приемника, равный единице. Так, прямой перенос гене-
рированных излучением зарядов в потенциальных ямах ПЗС за
время ТВ кадровой развертки (1/60 с) с единичным коэффициен-
том усиления при использовании на входе матрицы только фильт-
ра выбросов будет приводить к переполнению потенциальных ям
ПЗС. Чтобы избежать переполнения, необходимо использовать
различные комбинации методов уменьшения усиления и увеличе-
ния частоты кадров или накопление подкадров в регистрах хране-
ния. Безусловно, это является серьезной проблемой для диапазона
8... 12 мкм, в котором требуемое уменьшение результирующего ко-
эффициента усиления составляет несколько сотен раз.
Значительный прогресс достигнут в разработке ИК ПЗС на
HgCdTe и GalnSb для диапазона 3... 5 мкм [8.109—8.112]. При
использовании достаточно большого «жирного нуля» была достиг-
нута исключительно высокая эффективность переноса (0,998 на
1 МГц) в HgCdTe. Получена также низкая плотность поверхност-
ных состояний. Конечно, ИК фоновое излучение будет автоматиче-
ски обеспечивать «жирный нуль» везде, кроме самого начала ре-
гистра с ВЗН. В некоторых применениях способность сохранения
заряда все еще будет ограничивать длину регистра с ВЗН. Так
293
как контраст ИК изображения целей увеличивается в коротковол-
новой области, а материалы с большой шириной запрещенной зо-
ны имеют лучшую способность сохранения заряда, предпочтение
отдается работающим в диапазоне длин волн до 4,2 мкм устройст-
вам формирования изображения с предельно возможной длиной
регистров с ВЗН. До сих пор ПЗС на HgCdTe изготавливали из
материала с проводимостью n-типа, но технология изготовления
р-п переходов, совместимая с технологией ПЗС, не разработана.
Поэтому такие усовершенствования, как схемы защиты от рас-
плывания изображения, не могут быть использованы.
Гибридные матрицы с прямой инжекцией и примесный крем-
ний. В фотодиодной гибридной технологии при разработке скани-
руемых систем для диапазона 3... 5 мкм основное внимание уделя-
ется увеличению /* за счет уменьшения емкости приемника
[8.113]. Для уменьшения площади р—«-перехода используется по-
перечный сбор носителей при сохранении фоточувствительной пло-
щади приемника. Представляет интерес также применение фото-
диодов из HgCdTe в системах для диапазона 8... 12 мкм. При ис-
пользовании фотодиодов к материалу, чувствительному к ПК из-
лучению, не прикладываются большие напряжения смещения, и
устройства уменьшения усиления могут быть размещены до вхо-
да ПЗС-регистра, работающего в режиме ВЗН. Поскольку коэффи-
циент фотоэлектрического усиления кремния с примесной прово-
димостью меньше единицы, насыщения работающего в диапазоне
8... 12 мкм мультиплексора на ПЗС можно избежать. Однако для
этого необходимо поддерживать низкую рабочую температуру в
фокальной плоскости.
Инфракрасные ПЗИ. В работах [8.114—8.116] сообщалось об
изготовлении двумерных ИК ПЗИ-матриц из InSb и HgCdTe для
диапазона 3... 6 мкм. Для получения приемлемой эффективности
переноса в некоторых случаях (в InSb) требуются большие напря-
жения для переноса заряда [8.117]. Это, однако, уменьшает чув-
ствительность, так как в процессе считывания (инжекции) сиг-
нальный заряд находится как под затворами строк, так и под за-
творами столбцов, а напряжение на предусилителе создается толь-
ко зарядом, находящимся под затворами столбцов. Также наблю-
дается запаздывание [8.117]. В приборах на HgCdTe большое
время жизни свободных носителей в материале с проводимостью
n-типа будет ограничивать скорость считывания из-за их повтор-
ного захвата.
По-прежнему не решен один из основных вопросов: какая из
расположенных в фокальной плоскости матриц с МДП-структу-
рой, ПЗС или ПЗИ — может работать в диапазоне 8... 12 мкм.
Принципиальной проблемой является избыточный темновой ток,
обусловленный межзонным туннелированием при приложении
сильного электрического поля к однородному полупроводнику
(обычно тогда, когда потенциальная яма пуста). С уменьшением
ширины запрещенной зоны проблема еще более усложняется
[8.118, 8.119]. Для уменьшения напряженности электрического
294
поля на поверхности желательно слабо легировать полупроводник.
В диапазоне 8... 12 мкм ПЗИ, работающие в режиме последо-
вательно-параллельного сканирования, теоретически обладают пре-
имуществом, поскольку время накопления приемника меньше, чем
время перемещения изображения на расстояние, равное ширине
фоточувствительного элемента. Интегральный заряд, создаваемый
фоновым излучением, меньше, чем в ПЗС, в которых накопление
производится в течение всего процесса ВЗН. Емкость потенци-
альной ямы может быть уменьшена, а это означает, что меньший
потенциал может быть приложен к материалу, чувствительному к
ИК излучению. Кроме того, поскольку шум фонового излучения
выше в диапазоне 8... 12 мкм, для обеспечения работы в режиме
ОФ требования к предусилителю, стыкуемому с ПЗИ, упрощают-
ся.
8.5. ГЕТЕРОДИННЫЕ ПРИЕМНИКИ
В последние годы был достигнут значительный прогресс в из-
готовлении матриц приемников с большой шириной полосы и чув-
ствительностью, приближающейся к теоретическому пределу (ftvB),
для применения в ИК-локаторах и когерентных радиометрах. В
работе [8.120] сообщалось об изготовлении 12-элементной матри-
цы из HgCdTe, предназначенной для обнаружения быстродвижу-
щихся целей с помощью локатора на СО2-лазере. Все элементы
без использования антиотражающего покрытия имеют гетеро-
динный порог меньше, чем 7-10~20 Вт/Гц на частоте 760 МГц
и 1,3-10~19 Вт/Гц на частоте 1,5 ГГц при рабочей температуре 77 К
[8.121]. Метод гетеродинной радиометрии черного тела [8.122]
использован для определения гетеродинного порога каждого из
элементов диаметром 550 мкм. Использование антиотражающего
покрытия из ZnS толщиной 1 мкм повышает гетеродинный порог
таких матриц приблизительно в 1,4 раза. В работе [8.123] сообща-
лось, что на фотодиоде и4*—пг—р+-типа диаметром 170 мкм из
HgCdTe получен порог 6,2-10—20 Вт/Гц на частоте 1,76 ГГц при
температуре жидкого азота. Поверхность не имела антиотражаю-
щего покрытия. •
Гетеродинный порог при приеме приближается к теоретическо-
му пределу hvB в видимом и ИК спектральных диапазонах. Ши-
рина полосы, в которой может быть достигнут приближающийся к
hvB порог, определяется емкостью чувствительных элементов, па-
разитным сопротивлением прибора и мощностью гетеродина. По-
скольку емкость гетеродинных фотодиодов пропорциональна пло-
щади фоточувствительной поверхности, большая ширина полосы
может быть достигнута при замене одиночного фотодиода матри-
цей из меньших по площади фотодиодов с суммированием их вы-
ходных сигналов.
295
8.6. ПЕРСПЕКТИВЫ РАЗВИТИЯ ТЕХНОЛОГИИ
ПРИЕМНИКОВ ВИДИМОГО И ИК ДИАПАЗОНОВ
У каждого специалиста может быть своя точка зрения на не-
обходимое совершенствование приемников видимого и ИК диапа-
зонов, однако высказываемые ниже соображения являются точ-
кой зрения редактора книги. При имеющейся тенденции к энергети-
ческому кризису, который сказывается на современной мировой
экономике и уровне жизни, и с учетом того, что источник солнеч-
ной энергии неисчерпаем, возможно, что наиболее желательным
направлением развития технологии приемников будет реализация
дешевых, надежных диодов большой площади, работающих в фото-
гальваническом режиме. Ключ к решению проблемы лежит в при-
лагательном «дешевый», поскольку почти определенно будут фор-
сироваться разработки, сильно отличающиеся подходом к методам
и материалам, применяемым для изготовления фотодиодов. Для
достижения себестоимости в несколько долларов на квадратный
фут («0,09 м2) потребуются подложки для фотодиодов, изготов-
ляемые из листовых металлов, стекла или пластика. Основные фо-
точувствительные материалы (кремний, GaAs и другие) будут на-
носиться испарением или распылением на подложки так, как это
делается современными методами металлизации рулонных плас-
тиковых пленок. Методы изготовления р-п переходов и соответст-
вующих выводов почти несомненно будут включать аналогичные
процессы испарения легирующего материала с последующим вы-
сокоинтенсивным кратковременным импульсным нагревом большой
площади (вероятно, лазером) для проведения диффузии легирую-
щей примеси в подложку при формировании локальных р-п пере-
ходов без применения дорогостоящих процессов нагрева в вакуум-
ных печах. Тот, кто знаком с процессом изготовления полупровод-
ников в условиях чистого помещения, может быть буквально по-
трясен столь утилитарным подходом к массовому производству
матриц фотогальванических солнечных элементов. Однако без усо-
вершенствования технологии производство разумного количества
электроэнергии, получаемой преобразованием солнечной энергии
(дйя промышленных, коммерческих и бытовых целей), будет менее
выгодно, чем производство ее другими конкурирующими метода-
ми. Следует отметить, что дешевые матрицы фотогальванических
солнечных элементов будут экономически выгодны уже при эф-
фективности преобразования не более ~5%. При использовании
тепла, генерируемого солнечными элементами, неэффективность
обусловлена системой, которая использует эту энергию для встро-
енных нагревателей или кондиционирования воздуха, и поэтому
требования к эффективности преобразования еще более уменьша-
ются.
Широкое распространение применения гетеродинного приема
на длине волны 10,6 мкм для связи, локации и в ИК активных
системах формирования изображения ограничено необходимостью
охлаждения приемников ниже температуры, которую могут обеспе-
296
чить термоэлектрические охладители (около 180 К). Охлаждение
гетеродинных приемников, работающих на длине волны 10,6 мкм,
вызывается необходимостью уменьшения скорости тепловой генера-
ции — рекомбинации в фоторезисторах и диффузионных токов в
диодах до уровня, который можно не принимать во внимание. Во-
обще говоря, использование фоторезисторов (с шириной запре-
щенной зоны, соответствующей излучению с длиной волны
10,6 мкм), возможно, позволит работать при температурах 180 К
или выше1. Так как скорость тепловой генерации — рекомбинации
составляет примерно 1016/т электронно-дырочных пар/см3 при 180 К,,
то для приближения чувствительности приемника к квантовому
пределу hvB в полосе 100 МГц необходима мощность гетеродина
порядка 1 МВт при использовании фоторезистора толщиной 1 мкм,
площадью фоточувствительного элемента 10-3 см2 и временем жиз-
ни носителей (т) 10-8 с. В таком приемнике повышение температу-
ры из-за недостаточного отвода тепла в охладитель должно быть-
незначительиым.
И, наконец, необходима разработка твердотельных приборов
формирования изображения с высокими квантовой эффектив-
ностью, усилением и стабильностью для применения в приборах
ночного видения в спектральной области 1,6 мкм. Использование
таких приборов в этом диапазоне очень эффективно, поскольку
освещенность цели естественными источниками излучения обычно
выше 5-10~8 Вт/см2 [8.124], тепловой контраст цели высокий, а
прохождение излучения через туман и мглу значительно лучше,
чем в видимом диапазоне спектра.
1 По устному сообщению Д Л. Спирса из лаборатории им. Линкольна он
поддерживает эту точку зрения.
11—74 297
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
К главе 2
2Л R. A. Smith, F. Е. Jones, R. Р. Chasmar: The Detection and Measurement of Infra-Red Radiation
'(Oxford, London 1957)
2.2 M.R. Holter, S.Nudehnan, G.H. Suits, W.L. Wolfe, G.J.Zissis: Fundamentals of Infrared
[Technology (The Macmillan Company, New York 1962)
2.3 P.W. Kruse, L.D.McGlauchhn, R.B.McQuistan: Elements of Infrared Technology (John
Wiley and Sons, New York 1962)
2.4
2.5
J.A.Jamieson, R.H.McFee, G.N.Plass, R.H.Grube, R.G.Richards: Infrared Physics and
Engineering (McGraw-Hill Book Co., New York 1963)
W.L.Wolfe (ed.): Handbook of Military Infrared Technology (Office of Naval Research,
Department of the Navy, Washington, D.C. 1965)
2.6 G.K.T.Conn, D.G.Avery: Infrared Methods, Principles and Applications (Academic Press,
New York 1960)
♦ 2.7 R. D. Hudson, Jr.: Infrared System Engineering (John Wiley and Sons, New York 1969)
*2.8 S.M. Ryvkin : Photoelectric Effects in Semiconductors (Consultants Bureau, New York 1964)
2.9 R.H.Bube: Photoconductivity of Solids (John Wiley and Sons, New York 1960)
2.10 E.M.Pell (ed.): Proceedings of the Third International Conference on Photoconductivity,
Stanford, August 12-15, 1969 (Pergamon Press, Oxford 1971)
2.11 Appl. Opt. 4, No. 6 (June 1965)
2.12 L. M. Biberman, S.Nudelman (ed.): Photuelectronic Imaging Devices, Vol. 1: Physical
Processes and Methods of Analysis (Plenum Press, New York 1971)
2.13 :L.M. Biberman, S.Nudelman (eds.): Photoelectronic Imaging Devices, Vol. 2: Devices and
Their Evaluation (Plenum Press, New York 1971)
2.14jJ.D.McGee, W.L.Wilcock (eds.): Photo-Electronic Image Devices: Proceedings of a
Symposium Held at London September 3-5, 1958, Vol. 12 of Advances in Electronics and
Electron Physics, ed. by L.Marton (Academic Press, New York 1958)
J.D.McGee, W.L.Wilcock, L.Mandel (eds.): Photo-Electronic Image Devices: Proceedings of
the Second Symposium Held at Imperial College, London, September 5-8, 1961, Vol. 16 of
Advances in Electronics and Electron Physics, ed. by L.Marton (Academic Press, New York
1962)
J.D.McGee, D.McMullan, E.Kahan (eds.): Photo-Electronic Image Devices: Proceedings of
the Third Symposium Held at Imperial College, London, September 20-24,1965, Vol. 22A, В of
Advances in Electronics and Electron Physics, ed. by L. Marton (Academic Press, New York
1966)
J.D.McGee, D.McMullan, E.Kahan, B.L.Morgan (eds.): Photo-Electronic Image Devices:
Proceedings of the Fourth Symposium Held at Imperial College, London, September 16-20,
1968, Vol. 28 A, В of Advances in Electronics and Electron Physics, ed. by L. Marton (Academic
Press, New York 1969)
J.D.McGee, D.McMullan, E.Kahan (eds.): Photo-Electronic Image Devices: Proceedings of
the Fifth Symposium Held at Imperial College, London, September 13-17, 1971, Vol. 33A, В of
Advances in Electronics and Electron Physics, ed. by L.Marton (Academic Press, New York
1972)
B.L.Morgan, R.W. Airey, D.McMullan (eds.): Photo-Electronic Image Devices: Proceedings'
of the Sixth Symposium Held at Imperial College, London, September 9-13,1974, Vol. 40 A, В of
Advances in Electronics and Electron Physics, ed. by L. Marton (Academic Press, New York ,
1976)
*2.15 T.S.Moss, G.J.Burrell, B.Ellis: Semiconductor Opto-Electronics (John Wiley and Sons, New
York 1973)
2.16'R K.Willardson, A.C.Beer (eds.): Semiconductors and Semi-Metals 5, Infrared Detectors
(Academic Press, New York 1970)
298
2Л1 Materials for Radiation Detection. Publication NMAB 287 (National Materials Advisory
Board, National Research Council. National Academy of Sciences-National Academy of
Engineering, Washington, D.C. 1974)
2.18 J O.Dimmock. J. Electron. Mater. 1, 255 (1972)
2.19 .D. H.Seib, L.W. Aukerman: In Advances in Electronics and Electron Physics 34. cd. by
L Marton (Academic Press, New York 1973)
2.20 RB. Emmons, S.R.Hawkins. K.F.Cuff: Opt. Engr. 14, 21 (1975)
2.21 L.K. Anderson, BJ. McMurtry: Appl. Opt. 5, 1573 (1966)
* 2.22H.Melchior, M.B.Fisher, F.R. Arams: Proc. IEEE 58, 1466 (1970)
♦ 2.23Proc. IEEE 63, No. 1. (January 1975)
2.24Proceedings of the Special Meeting on Infrared Detectors, 16 March 1971 (Infrared
Information and Analysis Center, Environmental Research Institute of Michigan, Ann.
Arbor, Michigan 1971)
♦2.25S.M.Sze: Physics of Semiconductor Devices (Wiley-Interscience, New York 1969)
2.26A.S.Grove: Physics and Technology of Semiconductor Devices (John Wiley and Sons, New
York 1967)
♦ 2.27C. Kittel: Introduction to Solid State Physics, 4th ed. (John Wiley and Sons, New York 1971)
2.28J L.Moll: Physics of Semiconductors (McGraw-Hill Book Co., New York 1964)
2.29D.Long: Infrared Phys. 7, 121 (1967)
2.30 H.S.Sommers, Jr.: In Semiconductors and Semimetals 5, Infrared Detectors, ed. by
R.K.Willardson and A.C. Beer (Academic Press, New York 1970)
2.31 C.M.Penchina : Infrared Phys. 15, 9 (1975)
2.32S .M.Ryvkin: op. cit., p. 369ff.
2.33L .K. Anderson, P.G.McMullin, L. A.D’Asaro, A.Goetzberger: Appl. Phys. Lett. 6, 62 (1965)
2.34R .J.McIntyre: IEEE Trans. Electron Devices ED-13, 164(1966)
2.35R .J.McIntyre: IEEE Trans. Electron Devices ED-17, 347 (1970)
2.36H .Melchior, W.T.Lynch: IEEE Trans. Electron Devices ED-13, 829 (1966)
2.37H .W.Ruegg: IEEE Trans. Electron Devices ED-14, 239 (1967)
2.38W .T.Lindley, R.J.Phelan,Jr., C.M.Wolfe, A.G.Foyt: Appl. Phys. Lett. 14, 197 (1969)
2.39W .T.Lynch: IEEE Trans. Electron Devices ED-15, 735 (1968)
2.4OD .P.Mather, R.J.McIntyre, P.P.Webb: Appl. Opt. 9, 1843 (1970)
2.41 E. Ahlstrom, W.W.Gartner: J. Appl. Phys. 33, 2602 (1962)
2.42M .V.Schneider: Bell System Tech. J. 45, 1611 (1966)
2.43W .M.Sharpless: Appl. Opt. 9, 489 (197C)
2.44R L.Anderson: Solid-State Electron. 5, 341 (1962)
245P.W.Kruse, F.C.Pribble, R.G.Schulze: J. Appl. Phys. 38, 1718 (1967)
2.46 P-W. Kruse, R.G.Schulze: In Proceedings of the Third International Conference on
Photoconductivity, Stanford. August 12 15. 1969. ed. by E.M.Pell (Pergamon Press, Oxford
11971)
2.47P .Perfetti, M.Antichi, F.Capasso. G. Margaritondo: Infrared Phys. 14, 255 (1974)
2.48J Tauc: Rev. Mod. Phys. 29. 308 (1957)
2.49 PW. Kruse: Appl. Opt. 4, 687 (1965)
2.5O. Y.Marfaing, J.Chevallier. In Proceedings of the Third International Conference on
Photoconductivity. Stanford. August 12-15. 1969. ed. by E.M.Pell (Pergamon Press, Oxford
1971)
2.51 J.J-Scheer, J.Van Laar: Solid JaieCommun. 3. 189(1965)
2.52 D.G.Fisher, R.E.Enstrom, B.F. lliains: Appl. Phys. Lett. 18, 371 (1971)
2.53 S. W.Kurnick, R.N.Zitter: J. Appl. Phys. 27. 278 (1956)
2.54 P.W.Kruse: J. Appl. Phys. 30, 770 (1959)
2.55 T.S.Moss: Optical Properties of Semiconductors (Academic Press, New York 1959) p. 61 Г,
2.56 B.V. Rollin: Proc. Phys. Soc. (London) 77. 1102 (1961)
2.57M .A.Kinch, B.V.Rollin: Brit. J. Appl. Phys. 15, 672 (1963)
2.58 E.H.Putley: Appl. Opt. 4, 649 (1965)
2.59 H.Shenker: Appl. Phys. Lett. 5, 183 (1964)
2.60 A.F.Gibson, M.F.Kimmitt, A.C.Walker: Appl. Phys. Lett. 17, 75 (1970)
11s
299
2.61 R. H.Bube: op. cit., p. 80
2.62 N. Bloembergen: Phys. Rev. Lett. 2, 84 (19^9)
2.63 R.W. Gelinas: RAND Report P-1844 (RAND Corporation, Santa Monica, California,
October 24, 1959)
2.64 P.W. Kruse, L.D.McGlauchlin, R.B.McQuistan: op. cit., p. 371 ff.
2.65 M. R. Brown, W. A. Shand: In Advances in Quantum Electronics, Vol. 1, ed. by D.W. Goodwin
( Academic Press, New York 1970)
2.66 J.F.Porter: IEEE J. Quant. Electron. QE-1, 113 (1965)
2.67 W.B.Grandrud, M.W.Moos: J. Chem. Phys. 49, 2170 (1968)
2.68 W.B.Grandrud, M.W.Moos: IEEE J. Quant. Electron. 4, 249 (1968)
2.69 MR.Brown, W.A.Shand: Phys. Lett. 18, 95 (1965)
2.70 F.Varsanyi: Phys. Rev. Lett. 14, 786(1965)
2.71 A.G. Becker, O. Risgin: In Proceedings of the Third International Conference on
Photoconductivity, Stanford, August 12-15, 1969, ed. by E.M.Pell (Pergamon Press, Oxford
1971)
2 72 J.E.Geusic, F. W.Ostermayer, H.M. Marcos, L.G.Van Uitert, J.P.vanderZiel: J. Appl. Phys.
42, 1958 (1971)
2.73 'C. E.K.Mees: The Theory of the Photographic Process (Macmillan, New York 1945)
2.74 S. Fujisawa (ed.): Photographic Sensitivity: Proceedings of a Symposium Held at Tokyo, Japan
in October 1957 (Maruzen, Tokyo 1958)
2.75 N.F.Mott, R.W.Gurney: Electronic Processes in Ionic Crystals (Oxford University Press,.
:London 1953)
2.76 R.CJones: J. Opt. Soc. Am. 45, 799 (1955)
2.77 R.CJones: J. Opt. Soc. Am. 48, 874 (1958)
2 78 E M.Wormser: J. Opt. Soc. Am. 43, 15 (1953)
2.79 R.DeWaard, E.M.Wormser: Proc. IRE 47, 1508 (1959)
2.80 P.W.Kruse, L.D.McGlauchlin, R.B.McQuistan: op. cit., p. 345ff.
2.81 D.H. Andrews, R.M. Milton, W.DeSorbo: J. Opt. Soc. Am. 36, 518 (1946)
2.82 D.H,Martin, D.Blon: Cryogenics 1, 159 (1961)
2.83 D G. Naugle, W. A.Porter: In Proceedings of the Special Meeting on Unconventional Infrared
Detectors, 16 March 1971 (Infrared Information and Analysis Center, Environmental
Research Institute of Michigan, Ann Arbor, Michigan 1971)
2.84 W.S. Boyle. K.F. Rodgers, Jr.: J. Opt. Soc. Am. 49, 66(1959)
2 85 S.Corsi, G.DairOglio. G.Fantoni, F. Melchiorri: Infrared Phys. 13, 253 (1973)
2.86 F.J.Low. J. Opt. Soc. Am. 51. 1300(1961)
*2.87 F.J.Low: Proc. IEEE 53. 516(1965)
2 88 Y Oka, K.Nagasaka. S.Nanta: Japan. J. Appl. Phys. 7, 611 (1968)
2.89 R. Bachman. H. Kirsch. G. H.Geballe. Rev. Sci. Instr. 41, 547 (1970)
2 90 P.S.Nayar: Infrared Phys. 14. 31 (1974)
2.91 K.Shivanandan, D.P.McNutt: Infrared Phys. 15, 27 (1975)
2.92 G.DaH'Oglio, B.Melchiorri, F.Melchi j>rri, V.Natale: Infrared Phys. 14, 347 (1974)
2.93 A.G.Chynoweth: J. Appl. Phys. 27, 78 (1956)
294 J.Cooper: Rev. Sci. Instr. 33, 92 (1962)
2.95 J.Cooper: J. Sci Instr. 39, 467 (1962)
2.96 R.W. Astheimer, F.Schwarz: Appl. Opt. 7, 1687 (1968)
2.97 H.P.Beerman: IEEE Trans. Electron Devices ED-16, 554 (1969)
2.98 H.P.Beerman: Ferroelectrics 2, 123 (1971)
2.99 A M.Glass: J. Appl. Phys. 40. 4699 (1969)
2.100 .S.T. Liu, J.D.Heaps, O.N.Tufte: Ferroelectrics 3, 281 (1972)
2.101 R. B.Maciolek, S.T.Liu: J. Electron. Mater. 2, 191 (1973)
2.102 ST. Liu, R. B. Maciolek: 1973 International Electron Device Meeting Technical Digest (IEEE,
New York 1973) p. 259
2.103S .T.Liu, R.B.Maciolek: J. Electron. Mater. 4, 91 (1975)
2.104P .J.Lock: Appl. Phys. Lett. 19, 390 (1971)
300
2.105 RJ.Phelan, Jr., R.J.Mahler, A. R.Cook: Appl. Phys. Lett. 19, 337 (1971)
2.106 E.H.Putley: In Semiconductors and Semimetals 5, Infrared Detectors, ed. by R.K.Willardson
and A.C.Beer (Academic Press, New York 1970)
2.107 S.T.Liu: to be published in Ferroelectrics
2.108 R. W. Astheimer, S. Weiner: Appl. Opt. 3,493 (1964)
2.109 N.B.Stevens: In Semiconductors and Semimetals 5, Infrared Detectors, ed. by R.K.Willardson
and A. C. Beer (Academic Press, New York 1970)
2.110' M.J.E.Golay: Rev. Sci. Instr. 18, 347 (1947)
2.11 hM.J.E.Golay: Rev Sci. Instr. 20, 816(1949)
2.112 D. W. Hill, T. Powell: Non-Dispersive Infra-Red Gas Analysis in Science, Medicine, and Industry
(Plenum Press, New York 1968)
2.113( R.W. Bene, R.M.Walser: In Proceedings of the Special Meeting on Unconventional Infrared
[Detectors, 16 March 1971 (Infrared Information and Analysis Center, Environmental
Research Institute of Michigan, Ann Arbor, Michigan 1971)
2.114 R.M.Walser, R.W.Bene, R.E.Caruthers. IEEE Trans. Electron Devices ED-18, 309 (1971)
2.115 P.W.Kruse, M.D.Blue, J.H.Garfunkel, W.D.Saur: Infrared Phys. 2, 53 (1962)
2.116 E.R.Washwell, S.R.Hawkins, K.F.Cuff: In Proceedings of the Special Meeting on
Unconventional Infrared Detectors, 16 March 1971 (Infrared Information and Analysis Center,
Environmental Research Institute of Michigan, Ann Arbor, Michigan 1971)
2.117 J. R. McColl: In Proceedings of the Special Meeting on Unconventional Infrared Detectors, 16
March 1971 (Infrared Information and Analysis Center, Environmental Research Institute of
Michigan, Ann Arbor, Michigan 1971)
2.118 R.D.Ennulat, J.L.Fergason: Mol. Cryst. Liq. Cryst. 13, 149 (1971)
2.119 W.E.Woodmansee: Appl. Opt. 7, 121 (1968)
♦ 2.120G. Assouline, M.Hareng, E.Leiba: Proc. IEEE 59, 1355 (1971)
2.12FP. W. Kruse, L. D. McGlauchlin, R.B.McQuistan. op. cit., p. 315 ff.
*2.122|M.C.Teich: Proc. IEEE 56, 37 (1968)
2.123 H.Mocker: Appl. Opt. 8, 677 (1969)
2.124 T. Gilmartin, H. A. Bostick, L.J.Sullivan: Proc. NEREM Conference (Nov. 1970) p. 168
2.125 M.C.Teich: In Semiconductors and Semimetals 5, Infrared Detectors, ed. by R.K.Willardson
and A.C.Beer (Academic Press, New York 1970)
2.126 F.R. Arams, E.W.Sard, B. J. Peyton, F.P.Pace: In Semiconductors and Semimetals 5, Infrared
Detectors, ed. by R.K.Willardson and A.C.Beer (Academic Press, New York 1970)
2.127 RJ.Keyes, T.M.Quist: In Semiconductors and Semimetals 5, Infrared Detectors, ed. by
R.K.Willardson and A.C.Beer (Academic Press, New York 1970)
2.128 ;A.F.Milton: Appl. Opt. 11, 2311 (1972)
2.129 J.Waner: Appl. Phys. Lett. 12 222 (1968)
2.130 |W.B.Gandrud, G.D.Boyd: Optics Commun. 1, 187 (1969)
2.131 'G.D.Boyd, W.B.Gandrud, E.Buehler: Appl. Phys. Lett. 18, 446 (1971)
2.132 D.Hall, A.Yariv, E.Garmire: Appl. Phys. Lett. 17, 127 (1970)
2.133 R.L. Aggarwal, B.Lax, G.Favrot: Appl. Phys. Lett. 22, 329 (1973)
2.134 F.W. Anderson, J.M.Powell : Phys. Rev. Lett. 10, 230 (1963)
2.135 S.Shapiro: In Proceedings of the Special Meeting on Unconventional Infrared Detectors, 16
March 1971 (Infrared Information and Analysis Center, Environmental Research Institute of
Michigan, Ann Arbor, Michigan 1971)
2.136 R.Chiao : Phys. Lett. 33A, 177 (1970)
2.137 L.O.Hocker, D.R.Sokoloff, V.Daneu, A.Szoke, A.Javan: Appl. Phys. Lett. 12, 401 (1968)
2.138 D.R.Sokoloff, A.Sanchez, R.M.Osgood, A.Javan: Appl. Phys. Lett. 17, 257 (1970)
2.139 R.L.Abrams, W.B.Gandrud: In Proceedings of the Special Meeting on Unconventional
Infrared Detectors, 16 March 1971 (Infrared Information and Analysis Center, Environmental
Research Institute ol Michigan, Ann Arbor, Michigan 1971)
2.140 C.D. Motchenbacher, F.C.Fitchen: Low-Noise Electronic Design (Wiley-Interscience. New
York 1973)
2.141 К. M. van Vliet: Appl. Opt. 6, 1145 (1967)
* 2.142JA. VanderZiel: Fluctuation Phenomena in Semiconductors (Academic Press, New York 1959)
301
2.143 A. Van der Ziel: In Noise in Electron Devices, ed. by L.D.Smullin and H. A. Haus (John Wifey
and Sons, New York 1959)
2.144 R.CJones: Proc. IRE 47, 1481 (1959)
2.145 R.E.Burgess: Brit. J. Appl. Phys. 6, 185 (1955)
2.146 K.M. Van Vliet, J.R.Fassett: In Fluctuation Phenomena in Solids, ed. by R.E.Burgess.
,(Acadeinic Press, New York 1965)
2.147 R.CJones: In Advances in Electronics 5, ed. by L.Marton (Academic Press, New York 1953L
2.148 A. VanderZiel: Proc. Inst. Radio Engrs. 46, 1019 (1958)
2.149 K.M. van Vliet: Proc. Inst. Radio Engrs. 46, 1004 (1958)
2.150 'K.M.van Vliet: Phys. Rev. 110, 50 (1958)
2.151 R.E.Burgess: Brit. J. Appl. Phys. 6, 185 (1955)
2.152 R.E.Burgess: Proc. Phys. Soc. B68, 661 (1955)
2.153 R.E.Burgess: Proc. Phys. Soc. B69, 1020 (1956)
2.154 D.Long: Infrared Phys. 7, 169 (1967)
2.155 A. Van der Ziel: Noise (Prentice Hall, New York 1954)
2.156 W.L.Wolfe: op. cit., Table 1Ы
2.157 R.CJones: J. Opt. Soc. Am. 50, 1058 (1960)
2.158 S. R.Borrello: Infrared Phys. 12, 267 (1972)
2.159 P.W.Kruse, L.D.McGlauchlin, R.B.McQuistan: op. cit.. Chap. 9
2.160 SF Jacobs, M SargcnlJII: Infrared Phys. 10, 233 (1970)
К табл. 2.8 и рис. 2.2
I. S. FJacobs, M.Sargent,III: Infra. Phys. 10, 233 (1970)
2. P.W.Kruse, L.D.McGlauchlin, R.B.McQuistan: Elements of Infrared Technology (John Wiley
and Sons, New York 1969)
*3. R.Hudson: Infrared Engineering (John Wiley and Sons, New York 1969)
4. A. C. Beer, R.K.Willardson (eds.): Semiconductors and Semimetals 5, Infrared Detectors
(Academic Press, New York 1970)
*5. H.Melchior, M.B.Fisher, F.R.Arams: Proc. IEEE 58, 1466(1970)
6 .Manufacturer’s Data from Honeywell, Philco-Ford, Santa Barbara Research Center, Texa$
Instruments, and Raytheon
7. S.Zwerdling, R.A.Smith, J.P.Theriault: Infra. Phys. 8, 271 (1968)
8. WJ.Moore, H.Shenker: Infra. Phys. 5, 96 (1965)
9. A.Cohen-Solal, Y.Riant: Appl. Phys. Lett. 19, 436 (1971)
10. PJ.Lock: Appl. Phys. Lett. 19, 390 (1971)
11. W.L.Eisenman: Properties of Photodetectors, 78th Report (Naval Weapons Center, Corona
Laboratories, Corona, California, Dec. 1968)
12. A.G.Foyt, W.T.Lindley, J.P.Donelly: Appl. Phys. Lett. 16, 335 (1970)
13. R. B.Schoolar: Appl. Phys. Lett. 16, 446(1970)
14. J.P.Donnelly, T.C. Harman, A.G.Foyt.: Appl. Phys. Lett. 18, 259 (1971)
15. H.Shenker, WJ.Moore, E.M.Swiggard: J. Appl. Phys. 35, 2965 (1964)
16. E. H.Putley: Appl. Optics 4, 649 (1965)
17. 'H.Levinstein: Appl. Optics 4, 639 (1965)
18. F.D.Morton, R.EJ.King: Appl. Optics 4, 659 (1965)
19. LJohnson, H.Levinstein: Phys. Rev. 117, 1191 (1960)
20. W.Beyen, P.Bratt, H.Davis, LJohnson, H.Levinstein, A.Macrae: J. Opt. Soc. Amer. 49, 6Я*
(1959)
21. D.Bode, H.Graham: Infra. Phys. 3, 129 (1963)
22. S.R.Borrello, H.Levinstein: J. Appl. Phys. 33, 2947 (1962)
23. Y.Darviot, A.Sorrentino, BJoly, B.Pajot: Infra. Phys. 7, 1 H967)
24. J.T. Yardley. C.B.Moore: Appl. Phys. Lett. 7, 311 (1965)
,25. J.Schlickman: In Proceedings of the Electro-Optical Systems Conference, September 1969
(Industrial Scientific Conference Management, Chicago 1969)
302
26. P.W.Kruse: Appl. Optics*4, 687 (1965)
27. B.E.Bartlett, D.E.Charlton, W.E.Dunn, P.C.Ellen, M.D.Jenner;M.H. Jervis:Infra.Phys.9,35
(1969)
28. H.Mocker: Appl. Optics 8, 677 (1969)
29.I.Melngailis, T.C.Harman: Appl. Phys. Lett. 13, 180 (1968)
К главе 3
3.1 Т.Н.Bullock, R.Barrett: Comm, in Behav. Biol. Al, 19-29 (1968)
3.2 J. F. Harris, R.I.Gamow: Science 172, 1252-1253 (1971)
3.3 J. F. Harris, R.I.Gamow: Proc, of the 9th Annual Rocky Mountain Bioengineering Symposiuny
1 and the 10th International ISA Biomedical Science Instrumentation Symposium, Omaha Neb.
USA 1-3 May 1972 (ISA BM 72336) 9, 187-190 (1972)
3.4 M.Melloni*: Ann. Phys. 28, 371 (1833)
3.5 S.P.Langley*: Nature 25, 14 (1881)
3.6 M.J.E.Golay: Rev. Sci. Instr. 18, 357-362 (1947)
3.7 R. A. Smith, F. E. Jones, R.P.Chasmar: The Detection and Measurement of Infra-Red Radiation,
2nd Ed. (Oxford University Press, London 1968)
3.8 E.H.Putley: Infrared Phys. 4, 1-8 (1964)
3.9 R.M.Logan, K.Moore: Infrared Phys. 13, 37-47 (1973)
3.10 R.M.Logan: Infrared Phys. 13, 91-98 (1973)
3.11 E.H.Putley: Semiconductors and Semimetals, ed. by R.K.Willardson and A.C.Beer, Vol. 12
(Academic Press, New York 1977) pp. 441-449
3.12 H.J.Goldsmid: Thermoelectric Refrigeration (Heywood, London 1964)
3.13 , A. J. Drummond: Advan. in Geophys. 14, 1-52 (1970)
3.14 JB.Contreras, O.L.Gaddy: Appl. Phys. Lett. 17, 450-453 (1970)
3.15 G.Bessonneau: Qua). Rev. Prat. Controle Ind. (France) 15, 11-14 (1976)
3.16 M.Chatanier, G.Gauffre: IEEE Trans. Instr, and Meas. IM22, 179-181 (1973)
3.17 P.B.Fellgett: Rad. and Electron Eng. 42, 476 (1972)
3.18 .D.A.H.Brown, R.P.Chasmar, P.B.Fellgett: J. Sci. Instr. 30, 195-199 (1953)
3.19 E.Schwarz: Research 5, 407-411 (1952)
3.20 ; J.R.Hickey, D.B.Daniels: Rev. Sci. Instr. 40, 732-733 (1969)
3.21 Q.Stafsudd, N.B.Stevens: Appl. Opt. 7, 2320-2322(1968)
3.221 J.C.Gill: private communication 1958
3.23’ G.Baker, D.E.Charlton, P.J.Lock: Rad. and Electron. Eng. 42, 260-264 (1972)
3.24l N. B.Stevens: Semiconductors and Semimetals, ed. by R. K. Willardson and A.C.Beer (Academic
Press, New York 1970) 5, chap. 7, table (1) and figure (15)
3.25 R.deWaard, S.Weiner: Appl. Opt. 6, 1327-1331 (1967)
3.26 S.E.Stokowski, J.D.Venables, N.E.Byer, T.C.Ensign: Infrared Phys. 16, 331-334 (1976)
3.27 S.T. Liu, R.B.Maciolek: J. Electron. Mater. 4, 91-100 (1975)
3.28- S.C Chase. Jr.: Proc, of the Tech. Prog. Elect. Opt. Systems Design Conf. May 1971, pp. 157—
163
3.29 M.L.Bender. P.W.Callaway, S.C.Chase, G.F.Moore, R.D.Ruiz: Appl. Opt. 13, 2623-2628;-
(1974)
3.30 S.G.Bishop, W.J.Moore: Appl. Opt. 12, 8Q-83 (1973)
3.31 T.D.Moustakas, G. A.N.Connell: J. Appl. Phys. 47, 1322-1326 (1976)
3.32 G.Gallinaro, R.Varone: Cryogenics 15, 292-293 (1975)
3.33 D.H.Martin. D.BIoor: Cryogenics 1, 159-165 (1961)
3.34 G. A.Zaitsev, V.G.Stashkov, I.A.Krebtov: Cryogenics 16, 440-441 (1976)
* Современный обзор этих работ дан в статьях
E.Scott Barr: Infrared Phys. 2, 67-73 (1962); Infrared Phys. 3. 195-206 (1963)..
303
3.35 F.J.Low: J. Opt. Soc. Am. 51, 1300-1304 (1961)
3.36S .Zwerdling, R.A.Smith, J.P.Theriault: Infrared Phys. 8, 271-336 (1968)
3.37C J.Summers, S.Zwerdling: IEEE Trans. Microwave Theo, and Tech. MTT-22, 1009-1013
(1974)
3.38 D.Redfield: Phys. Rev. Lett. 30, 1319-1322 (1973)
3.39 H.D.Drew, A.J.Sievers: Appl. Opt. 8, 2067-2071 (1969)
3.40 B.T.Draine, A.J.Sievers: Opt. Comm. 16, 425-428 (1976)
3.41 N.Coron, G.Dambier, J.LeBlanc: Infrared Detector Techniques for Space Research, ed. by
V. Manno and J. Ring (D. Reidel Publishing Co, Dordrecht 1972) pp. 121-131
3.42 N.Coron: Infrared Phys. 16, 411-419 (1976)
3.43 N.Coron, G.Dambier, J.LeBlance, J.P.Moalic: Rev. Sci. Instr. 46, 492-494 (1975)
3.44 P.S.Nayar, W.O.Hamilton: J. Opt. Soc. Am. 65, 831-833 (1975)
,3.45 M.A.Kinch: J. Appl. Phys. 42, 5861-5863 (1971)
3.46 ’G. Chanin: Infrared Detection Techniques for Space Research, ed. by V. Manno and J. Ring (D.
Reidel, Dordrecht 1972) pp. 114-120
3.47 L.W.Kunz: SP1E 67 Long Wavelength Infrared pp. 37-40 (1975)
3.48 P.L.Richards: Far Infrared Properties of Solids, ed. by S.Nudelman and S.S.Mitra (Plenum.
’Press, New York 1970) pp. 103-120
3.49 W.S.Boyle, K.F.Rodgers: J. Opt. Soc. Am. 49, 66-69 (1959)
3.50S .Corsi, G.Dall'Oglio, G.Fantoni, F.Melchiorri: Infrared Phys. 13, 253-272 (1973)
3.51 E.H.Putley: Semiconductors and Semimetals, ed. by R.K.Willardson and A.C.Beer
(Academic Press, New York 1970) Vol. 5, 259-285
3.52 P J.Lock: Appl. Phys. Lett. 19, 390-391 (1971)
3.53 K.L. Bye, P.W.Whipps, E.T.Keve, M.RJosey: Ferroelectrics 11, 525-534 (1976)
3.54 P D.Nelson: Electron. Lett. 12. 652 (1976)
3.55 E.H.Stupp. SP1E Technical Symposium East, Reston Virginia 22-25 March 1976, Proc. SPIE
Vol. 78, 23-27
3.56 C.B. Roundy, R.L.Byer, D. W.Phillion, D.J.Kuizenga: Opt. Comm. 10, 374-377 (1974)
3.57 C. A. Hamilton, RJ.Phelan, Jr., G.W.Day: Opt. Spectra 9, 37-38 (1975)
3.58 G.W.Day, C.A.Hamilton, K.W.Pyatt: Appl. Opt. 15, 1865-1868 (1976)
3.59 R.V.Jones, J.C.S.Richards: J. Sci. Instr. 36, 90-94 (1959)
3.60 P Moon, R.L.Steinhardt: J. Opt. Soc. Am. 28, 148—162 (1938)
3.61 R.A.Hanel: J. Opt. Soc. Am. 51, 220-224 (1960)
3.62J .Maserjian: Appl. Opt. 9, 307-315 (1970)
3.63R .M.Walser, R.W.Bene, R.E.Caruthers: IEEE Trans. Electron Devices ED-18, 309-315
(1971)
3.64B.Paul, H.Weiss: Solid-State Electron. 11, 979-981 (1968)
3.65 H.J.Goldsmid, N.Savvides, C. Uher: J. Phys. D: Appl. Phys. 5, 1352-1357 (1972)
3.66 E.R.Washwell, S.R.Hawkins, K.F.Cuff: Appl. Phys. Lett. 17, 164-166 (1970); Proc. Spec-
Meeting on Unconventional Infrared Detectors (University of Michigan. Infrared Information
and Analysis Center, Ann Arbor, 1971) pp. 89-111
3.67 G.W.McDaniel, D.Z. Robinson: Appl. Opt. 1, 311-324(1962)
3.68 G.Dodel, J.Krautter, H.Haglsperger: Infrared Phys. 16, 237-242 (1976)
3.69 R.W.Astheimer, E.M.Wormser: J. Opt. Soc. Am. 49, 184-187 (1959)
3.70 R.W. Astheimer, F. Schwarz: Appl. Opt. 7, 1687-1695 (1968)
3.71 C.Hilsum, W.R.Harding: Infrared Phys. 1, 67-93 (1961)
3.72 R.D.Ennulat, J.L.Fergason: Mol. Cryst. Liq. CTyst. 13, 149-164(1971)
3.73 F.Urbach, D.Pearlman, H.Hemmendinger: J. Opt. Soc. Am. 36, 372-381 (1946)
3.74 A.Hadni: J. Phys. 24, 694 (1963)
3.75 A.Hadni, Y. Henninger, R.Thomas, P. Vergnat, B.Wyncke: J. Phys. 26, 345-360 (1965)
3.76 F.LeCarvennec: Advan. Electron. Electron. Phys. 28A, 265-272 (1969)
3.77 R.Watton: Ferroelectrics 10, 91-98 (1976)
3.78 E. Yainaka, A.Teranishi, K.Nakamura, T.Nagashima: Ferroelectrics 11, 305-308 (1976)
3.79 R.Watton, D.Burgess, B.Harper: J. Appl. Sci. and Eng. A2. 47-63 (1977)
304
♦ 3.8OD. F. Barbe: Proc. IEEE 63, 38-67 (1975)
♦ 3.81AJ.Steckl, RD. Nelson, B.T.French.'R. A.Gudmundsen. D.Schecater: Proc. IEFF 63, 67-74
(1975)
К главе 4
4.1 D. H.Seib, L. W. Aukerrhan: Advances in Electronics and Electron Physics 34, ed. by L. Marton
(Academic Press, New York 1973) pp. 95-221
♦ 4.2 J.O.Dimmock: J. Electron. Mater. 1. 255 (1972); see also
R.B. Emmons. S.R. Hawkins. K.F.Cuff: Optical Engineering 14, 21 (1975)
H.Levinstein. J. Mudar: Proc. IEEE 63. 6 (1975)
4.3 T.C.Harman. I.Melngailis: Applied Solid State Science 4, ed. by R.Wolfe (Academic Press,
New York 1974) pp. 1-94; see also
I.Melngailis: J. Luminescence 7. 501 (1973)
4.4 G.R.Pruett. R.L.Petritz: Proc. IRE 47. 1524 (1959)
4.5 WJ.Beyen. B.R.Pagel: Infrared Phys. 6. 161 (1966)
4.6 D.Long: Infrared Phys. 12, 115 (1972)
4.7 I.Melngailis. T.C.Harman: Semiconductors and Semimetals 5, ed. by R.K.Willardson and
A.C.Beer (Academic Press. New York 1970) pp. 111-174
4.8 C.T.Sah, R.Noyce. W.Shockley: Proc. IRE 45, 1228 (1957)
4.9 См. статью J. R. Hauser, P. M. Dunbar: Solid-State Electron. 18, 715(1975) и ссылки
там же. Рассматривается идеализированный случай полученных результатов, когда
диффузионный ток в р+-области и ток в слое пространственного заряда на границе
раздела р+ - p-областей пренебрежимо малы. Одной из причин введения такого
граничного условия является то, что граничное условие Ди = 0 не всегда приме-
нимо.
*4.10 See, for example. S. M.Sze: Phvsics of Semiconductor Devices (Wiley-Interscience, New York
1969)
4.11 P.W.Kruse. L.D.McGlauchlin. R.B.McQuistan : Elementsof Infrared Technology: Generation,
Transmission, and Detection (Wiley-Interscience, New York 1962)
4.12 W.H.Rolls. D.V.Eddolls: Infrared Phys. 13. 143 (1973)
C.C.Wang. S.R.Hampton: Solid-State Electron. 18, 121 (1975)
A.M. Andrews, J.T. Longo. J. E.Clarke. E. R.Gertner: Appl. Phys. Lett. 26, 439 (1975)
L.H.DeVaux. H.Kimura. M.J.Sheets. F.J.Renda, J.R.Baton, P.S.Chia, A.H.Lockwood:
Infrared Phys. 15. 271 (1975)
P.S.Chia, J. R. Baton, AH. Lock wood. D.M. Randall, F.J.Renda, L.H.DeVaux, H. Kimura:
Infrared Phys. 15, 279 (1975)
P.LoVecchio, M.Jasper, J.T.Cox. M.B.Garber: Infrared Phys. 15, 295 (1975)
A.Bradford, E.Wentworth: Infrared Phys. 15. 303 (1975)
R.Longshore, M.Jasper. B.Summer. P.LoVecchio: Infrared Phys. 15, 311 (1975)
M.R.Johnson, R.A.Cnapman, I S.Wrobel: Infrared Phys. 15, 317 (1975); see also paper on
Pbj _xGexTe by
G.A.Antcliffe, R.A.Chapman: Appl. Phys. Lett. 26, 576 (1975)
4.13 M. A.Kinch, MJ.Brau, A.Simmons: J. Appl. Phys 44. 1649 (1973)
4.14 M. A. Kinch, S. R. Borrello: Infrared Ph\s. 15. Ill (1975)
4.15 G Fiorito, G.Gasparrini, F.Svelto: Appl. Phys. Lett. 23. 448 (1973,
J.Marine, C.Motte: Appl. Phys. Lett. 23. 450 (1973)
T.Koehler, PJ.McNally: Optical Engineering 13. 312 (1974)
G.Fiorito, G.Gasparrini, F.Svelto: Infrared Phys. 15, 287 (1975)
J.M.Pawlikowski. P.Becla: Infrared Phys. 15. 331 (1975)
P.Becla, J.M.Pawlikowski: Infrared Phys. 16. 457 (1976)
G.Cohen-Solal, A.Zozime. C.Motte. Y. Riant: Infrared Phys. 16. 555 (1976)
305
4.16 H.Y.Fan: Phys. Rev. 92. 1424 (1953)
4.17 K.M.van Vliet: Proc. IRE 46. 1004(1958)
4.18 K.M.van Vliet: Appl. Opt. 6, 1145 (1967)
4.19 R L.Williams: Infrared Phys. 8. 337 (1968)
4.20 P.W.Kruse: Semiconductors and Semimetals 5. ed. by R. К Willardson and A C. Beef
»( Academic Press, New York 1970) pp. 15-83
4.21 E.L. Stelzer, D.Long: (unpublished results)
4.22 VJ. Mazurczyk. R.N.Graney. J. B. McCullough : Optical Engineering 13. 307 (1974)
4.23 R L.Williams. B.H.Breazeale. C.G.Roberts: Proc. Third International Conf, ditf
Photoconductivity (Pergamon Press. New York 1971) pp. 237 242
M.R.Johnson: J. Appl. Phys. 43. 3090 (1972)
S.P.Emmons. K.L. Ashley: Appl. Phys. Lett. 20. 162 (1972)
M.Y.Pines. R.H.Genoud. P.R.Bratt: Proc. IEEE Electron Device Conf. 1974.
(IEEE, New York) pp. 456-460
4.24 N.C. Aldrich, J.D.Beck : Appl. Opt. 11. 2153(1972)
4.25 J.D.Beck, R.M.Broudy: (unpublished results)
4.26 M.M.Blouke, E.E.Harp. C.R.Jeffus. R.L.Williams: J. Appl. Phys. 43. 188 (1972): see a 1st»
references therein
4.27 M.M.Blouke, R.L.Williams: Appl. Phys. Lett. 20. 25 (1972)
4.28 R. A.Soreff: J. Appl. Phys. 38. 5201 (1967)
4.29 R.B.Emmons: Infrared Phys. 10. 63 (1970)
4.30 D.Long: IEEE Trans. Electron Devices ED-16. 836 (1969)
4.31 M.M.Blouke. C.B.Burgett. R.L.Williams: Infrared Phys. 13. 61 (1973)
4.32 M.Y.Pines, R.Baron: Proc..IEEE International Electron Devices Meeting. Washington. DC
(1974) pp. 446-450
N.Sclar: Infrared Phys. 16, 435 (1976)
4.33 See, for exampIe,.J.L.Moll: Physics of Semiconductors (McGraw-Hill. New York 1964) pj%
101-104
4.34 -D.Long: Energy Bands in Semiconductors (Wiley-Interscience. New York 1968)
4.35 P.J. A.Zoutendyk: Proc. Semimetals and Narrow-Gap Semiconductors Conf. (Pergamon. New
York 1971) p. 421
4.36 J. R. Burke, J. D. Jensen, B. Houston : Proc. Semimetals and Narrow-Gap Semiconductors ConC
(Pergamon, New York 1971) p. 393
4.37 R.S.Allgaier, W.W.Scanlon: Phys. Rev. 111. 1029 (1958)
4.38 W.W.Scanlon: Solid State Physics 9. ed. bv F.Seitz and D.Turnbull (Academic Press. New
York 1959) p. 115
4.39 В статье P. R. Emtage: J. Appl. Phys. 47, 2565 (19X0 теоретически предсказано,
что сильная рекомбинация Оже должна наблюдаться также в Pbj _ vSnxTc, од-
нако это еще не .подтверждено непосредственным экспериментом [см. (4.40) и
(4.41), учитывающие рекомбинацию Оже]. Сильной рекомбинацией Оже можно
было бы объяснить короткое время жизни (~ 1()~R с), характерное для куистал-
лов Pb! _xSnxTe 14.3].
4.40 D.Long, J.L.Schmit: Semiconductors and Semimetals 5. cd. by R. K. Willardson and A.C.Beer
(Academic Press, New York 1970) pp. 17S 255
4 41 M.W.Scott: J. Appl. Phys. 40. 4077 (1969)
4.42 См. статью T. C. Harman: J. Electron. Mater. 1, 230 (1972), где даны обзор последних
методов и ссылки на ранее разработанные методы. Кристаллы для приемников
чаще всего выращивают методами, близкими к модифицированному методу
Бриджмена, первоначально разработанному Крузе, и сотрудниками в начале 60-х
годов в исследовательском центре фирмы Honeywell; см. статью Р. W. Kruse: Appl.
Opt. 4, 687(1965).
4.43 ’С.Т. Elliott, I.L.Spain: Solid State Commun. 8, 2063 (1970)
306
4.44 W.Scott, R.J.Hager: J. Appl. Phys. 42, 803 (1971); see also
T.T.S.Wong: (thesis, MIT, 1974)
4.45 'C.T. Elliot: J. Phys. D: Appl. Phys. 4, 697 (1971)
>4.46'V.V.Ptashinskii, P.S.Kireev: Soviet Phys.—Semiconductors 6. 1398 (1973)
4.47 G. A. Antcliffe, R.T.Bate, R. A. Reynolds: Proc. Conf, on Physics of Semimetals and Narrow-
Gap Semiconductors (Pergamon Press, New York 1971) pp. 499-509
4.48 R.A.Reynolds, M.J.Brau, H.Kraus, R.T.Bate: Proc. Conf, on Physics of Semimetals and
Narrow-Gap Semiconductors (Pergamon Press, New York 1971) pp. 511^521
4.49 J.L.Schmit, E.L.Stelzer: (unpublished results)
4.50 J.Stankiewicz, W.Giriat, A.Bienenstock: Phys. Rev. B4, 4465 (1971)
4.51 W.Scott: J. Appl. Phys. 43, 1055 (1972)
4.52 W.Scott, E.L.Stelzer, and R.J.Hager: J. Appl. Phys. 47, 1408 (1976)
4.53 S.P. Emmons, K.L.Ashley: Appl. Phys. Lett. 20, 162 (1972)
4.54 C.T.Elliott, I.Melngailis,-T.C.Harman, A.G.Foyt: J. Phys. Chem. Solids 33. 1527 (1972)
4.55 ;J. L. Schmit: J. Appl. Phys. 41, 2876 (1970); представленное в этой статье основ-
’ное уравнение впоследствии было модернизировано Шмитом для лучшего со-
гласования с экспериментальными данными; см. (4.109).
4.56 С.Т. Elliott : J. Phys. D: Appl. Phys. 4, 697 (1971)
4.57 C. Verie: Festkorper Probleme X. Advances in Solid State Phys. (Pergamon. Braunschweig. W.
Germany 1970) pp. 1-19
4.58 P.E.Petersen: J. Appl. Phys. 41, 3465 (1970)
4.59 D.L.Carter, M. A.Kinch, D.D.Buss: Proc. Semiconductors and Semimetals Conf. (Pergamon.
New York 1970) p. 273
4.60 ;M.L.Schultz: Infrared Phys. 4, 93 (1964)
Э 4.61 A.F.Milnes: Deep Impurities in Semiconductors (Wilty-lnterscience, New York 1973); see also
J.H.Nevin, H.T.Henderson: J. Appl. Phys. 46, 2130 (1975) for 77-doped Si
4.62 W.Kohn: Solid State Physics 5 (Academic Press, New York 1957) pp. 257-320
4.63 .T.F.Lee, T.C.McGill: J. Appl. Phys. 46, 373 (1975)
4.64 N.F.Mott: Contemp. Phys. 14, 401 (1973)
4.65 .T.C.McGill, R.Baron: Phys. Rev. Bl 1, 5208 (1975)
4.66 .D.Long: Phys. Rev. 129, 2464 (1963)
4.67 м: Loewenstein, A.Honig: Phys. Rev. 144, 781 (1966)
4.68 jD.Long, J.Myers: Phys. Rev. 115, 1119 (1959)
4.69 D.Long, C.D.-Motchenbacher, J.Myers: J. Appl. Phys. 30, 353 (1959)
4.70 J.S.Blakemore, C.E.Sarver: Phys. Rev. 173, 767 (1968)
,'R.A.Messenger, J.S.Blakemore: Phys. Rev. B4, 1873 (1971)
К главе 5
>5.1 A.H.Sommer: Photoemissiie Materials (John Wiley and Sons. Neu York. London. Sydney.
Toronto 1968) p. 222 ff.
5.2 RCA Photomultiplier Manual (RCA. Electronic Components. Hirns^n. Neu Jersev 1970) p.
3ff.
5.3 RCA Electro-Optics Handbook (RCA. Commercial Engineering, Harrison. New Jersey 1974).
pp. 145 ff. and pp. 173 ff.
5.4 H.Sonnenberg: IEEE Solid State Circ. SC-5. 272 (1970)
5.5 RCA Electro-Optics Handbook (RCA, Commercial Engineering. Harrison. New Jersey 1974)
p. 145
5.6 L.M.Biberman, S.Nudelman (eds.): Photoelect ronic Imaging Devices. Vols. 1 and 2 (plenum
Press, New York. London 1971)
5.7 RCA Photomultiplier Manual (see charts within covers)
$.8 A.H.Sommer: Photoemissiie Materials (John Wiley and Sons. New York. London. Sydney,.
307
Toronto 1968) p. 176
5.9 L.VanSpeybroeck, E.Kellogg, S.Murray: IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-21, 408 (1974)
5.10 J. A.R.Samson: Techniques of Vacuum Ultraviolet Spectroscopy (John Wiley and Sons, New
York, London, Sydney 1967) p. 212
5.11 A.H.Sommer: J. de Phys. 34, C6-51 (1973)
5.12 D.G. Fisher, R.E.Enstrom, J.S.Escher, B.F.Williams: J. Appl. Phys. 43. 3815 (1972)
♦ 5.13 R.L.Bell, W.E.Spicer: Proc. IEEE 58, 1788 (1970)
5.14D.G.Fisher, R.U. Martinelli: Advances in Image Pickup and Display. Vol. 1 (Academic Press*
New York 1974) p. 71
♦ 5.15 R.U. Martinelli, D.G.Fisher: Proc. IEEE 62. 1339 (1974)
5.16 N.N.Petrov: Soviet Phys.—Tech. Phys. 16. 1965 (1972)
5.17 R.E.Simon: IEEE Spectrum 9, 74 (1972)
5.18 A;H.Sommer: RCA Rev. 34, 95 (1973): also published as
A.H.Sommer: Gallium Arsenide and Related Compounds. 1972 Proceedings of the Fourth
International Conference. Conference Series Number 17 (Institute of Physics. London 1973) p.
143
5.19 W.E.Spicer, R.L.Bell: Publication of the Astron. Soc. of the Pacific 84. 110 (1972)
♦ 5.20B.F.Williams, JJ.Tietjen: Proc. IEEE 59, 1489 (1971)
♦ 5.21 R.L.Bell: Negative Electron Affinity Devices (Clarendon Press. Oxford 1973)
5.22 R.L.Bell, L.W.James, R.L.Moon: Appl. Phys. Lett. 25. 645 (1974)
5.23 V.L.Dalal: J. Appl. Phys. 43, 1160 (1972)
5.24 J.R.Howorth, A.L.Harmer, E.W.L.Trawny,, R.Holtom, C.J.R.Sheppard: Appl. Phys. Lett.
23, 123 (1973)
5.25 A. G. Milnes, D.L.Feucht: Appl. Phys. Lett. 19, 383 (1971)
5.26 R.L.Bell: Negative Electron Affinity Devices (Clarendon Press. Oxford 1973) p. 61
5.27 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons, New York. London, Sydney.
Toronto 1968) p. 54
5.28 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons. New York. London. Sydney.
Toronto 1968) p. 175
5.29 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons. New York. London. Sydney.
'Toronto 1968) p. 53
5.30B .Goldstein: Surface Science 35, 227 (1973)
5.31 J.D.Levine: Surface Science 34, 90 (1973)
♦ 5.32 C. Kittel: Introduction to Solid State Physics (John Wiley and Sons. New York. London 1976)
5.33 J-P.McKelvey: Solid State and Semiconductor Physics (Harper and Row. New York*
Evanston, London 1966)
5.34 R.A.Smith: Semiconductors (Cambridge University Press. London. New York 1959)
5.35 S. Wang: Solid State Electronics (McGraw Hill, New York. San Francisco. St. Louis, Toronto.
Sydney 1966)
5 y/A H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons, New~York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 23
5.37 A. II.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons. New York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 91
5.38 R.L.Bell: Negative Electron Affinity Devices (Clarendon Press, Oxford 1973) p. 62
5.39 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons, New York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 56
5.40 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons, New York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 124
5.41 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons, New York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 33
5.42 Ц. L. Bell: Negative Electron Affinity Devices (Clarendon Press, Oxford 1973) p. 20
5.43'W.E.Spicer: Phys. Rev. 112. 114(1958)
5.44i R.L.Bell: Negative Electron Affinity Devices (Clarendon Press, Oxford 1973) p. 4
5.45 E.M.Conwell: High Field Transport in Semiconductors. Solid State Physics Supplement 9
(Academic Press. New York, London 1967)
308
5.46( L. W James. G. A. Antypas. J. Edgecumbe, R.L.Moon, R.L.Bell: J. Appl. Phys. 42,4976(1971)
5.47 L.W.James. J. L. Moll. W.E.Spicer: Gallium Arsenide: 1968 Symposium Proceedings:
Proceedings of the Second International Symposium, Conference Proceedings No. 7 (Institute of
Physics and Physical Society, London 1969) p. 230
5.48, H.E.Ives, H.B. Briggs : J. Opt. Soc. Am. 28, 330 (1938)
5.49; J.J.Uebbing, L.WJames: J. Appl. Phys. 41. 4505 (1970)
5.50' R.U. Martinelli: Appl. Phys. Lett. 16, 261 (1970)
5.51 W.E.Spicer: J. Appl. Phys. 31, 2077 (1960)
5.52R CA Electro-Optics Handbook (RCA. Commercial Engineering, Harrison, New Jersey 1974)
p. 152
5.53 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons. New York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 62 ff.
5.54 G. K. Bhide. L. M. Rangarian, В. M. Bhat: J. Phys. D, 4, 568 (1971)
5.55K .Deutscher, K.Hirschberg: Phys. Stat. Sol. 27, 145 (1968)
5.56' B.R.C.Garfield, R.F.Thumwood: Brit. J. Appl. Phys. 17, 1005 (1966)
5.57‘ A.H. Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons, New York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 89, 93
5.58. F. Wooten, W.E.Spicer: Surface Science 1, 367 (1964)
5.59 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons, New York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 73
5.60 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons, New York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 132
5.61, A.H.Sommer: J. Appl. Phys. 42, 567 (1971)
5.62 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons, New York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 155 ff.
5.63 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons. New York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 159
5.64 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons, New York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 152
5.65 A. F. Milton, A. D. Baer: J. Appl. Phys. 42, 5095 (1971)
5.66 J J. Scheer, J.vanLaar: Solid State Commun. 3, 189 (1965)
5.67 J.vanLaar: Acta Electrorica 6, 215 (1973)
5.68J .J.Scheer, J.vanLaar: Solid State Commun. 5, 303 (1967)
5.69R .L.Bell, L.W.James, G.A.Antypas, J.Edgecumbe, R.L.Moon: Appl. Phys. Lett. 19, 513
(1971)
5.70 J J. Scheer, J.vanLaar: Surface Science 18, 130 (1969)
5.71 S.Garbe, G. Frank: Gallium Arsenide and Related Compounds, 1970: Proceedings of the Third
International Symposium, Conference Series Number 9 (Institute Of Physics, London 1971) p.
208
5.72R .U.Martinelli: J. Appl. Phys. 44, 2566 (1973)
5.73 H.Sonnenberg: Appl. Phys. Lett. 14, 289 (1969)
* 5.74 J.J.Uebbing, R.L.Bell: Proc. IEEE 56, 1624(1968)
5.75 A. A.Turnbull, G.B.Evans: Brit. J. Appl. Phys. (J. Phys. D) Series 2 1, 155 (1968)
5.76 A.H.Sommer, H.H.Whitaker, B.F.Williams: Appl. Phys. Lett. 17, 273 (197m
5.77 A.H.Sommer: J. Appl. Phys. 42, 2158 (1971)
5.78 H.Sonnenberg: Appl. Phys. Lett. 21, 278 (1972)
5.79 H.Sonnenberg: Appl. Phys. Lett. 19, 431 (1971)
5.80 H.Sonnenberg: Appl. Phys. Lett. 21, 103 (1972)
5.81 L.W. James, J.J.Uebbing: Appl. Phys. Lett. 16, 370 (1970)
5.82 L.W.James, G.A.Antypas, J.J.Uebbing, J.Edgecumbe, R.L.Bell: Gallium Arsenide and
Related Compounds, 1970: Proceedings of the Third International Symposium, Conference
Series Number 9 (Institute of Physics, London 1971) p. 195
5.83 L.W.James, G.A.Antypas, J.J.Uebbing, T.O.Yep, R.L.Bell: J. Appl. Phys. 42, 580 (1971)
5.84 ’H. Sonnenberg; Appl. Phys. Lett. 16, 245 (1970)
5.85 J.M.Chen: Surface Science 25, 457 (1971)
309
5.86 J.J.Uebbing, R.L.Bell: Appl. Phys. Lett. 11, 357 (1967)
5.87 J. S. Escher, H.Schade: J. Appl. Phys. 44, 5309 (1973)
5.88 D.G.Fisher, R.E.Enstrom, B.F. Williams: Appl. Phys. Lett. 18, 3 м J971)
5.89 G. A.Allen; Acta Electronica 16, 229 (1973)
5.90 S.Garbe: Solid-State Electron. 12, 893 (1969)
5.91 R.L.Bell: Negative Electron Affinity Devices (Clarendon Press, Oxford 1973) p. 65
5.92 G.A.Allen: J. Phys. D,: Appl. Phys. 4, 308 (1971)
5.93 G. A. Antypas, L.W.James, J.J.Uebbing: J. Appl. Phys. 41, 2888 (1970)
5.94 D.G.Fisher, R.E.Enstrom, J.S.Escher, H.F.Gossenberger. J.R.Appert: IEEE Trans.
Electron Devices ED-21, 641 (1974)
5.95 L.W.James: J. Appl. Phys. 45, 1326 (1974)
5.96 Y.Z.Liu, J.L.Moll, W.E.Spicer: Appl. Phys. Lett. 17.60(1970)
5.97 R.L.Bell: Negative Electron Affinity Devices (Clarendon Press, Oxford 1973) p. 75
5.98 J.J.Uebbing: J. Appl. Phys. 41, 802 (1970)
5.99 H.Schade, H.Nelson, H.Kressel: Appl. Phys. Lett. 18, 121 (1971)
5.100 G. A. Antypas, J.Edgecumbe: Appl. Phys. Lett. 26, 371 (1975)
5.101 D. Andrew. J.P.Gowers, J. A. Henderson, M.J.Plummer. B. J.Stocker. A. A.Turnbull: J. Phys.
D.: Appl. Phys. 3, 320(1970)
5.102 S.B.Hyder: J. Vacuum Science Tech. 8. 228 (1971)
5.103 R.E.Enstrom, D.G.Fisher. J. Appl. Phys. 46. 1976 (1975)
5.104 Y.Z.Liu. C.D.Hollish, W.W.Stein. D E.Bolger. P.D.Greene: J. Appl. Phys. 44. 5619 (1973)
5.1O5 G.A.Antypas, L.W.James: J. Appl. Phys. 41. 2165 (1970)
5.106 G. A. Antypas. T O. Yep . J. Appl. Phys. 42. 3201 (1971)
5.107 G. A. Antypas. R.L.Moon, L.W.James, J. Edgecumbe, R.L.Bell: Gallium Arsenide and Related
Compounds, 1972 Proceedings of the Fourth International Conference, Coherence Series
Number 17 (Institute of Physics, London 1973) p. 48
5.108 G. A.Antypas, R.L.Moon: J. Electrochem. Soc. 120, 1574 (1973)
5.109 R.L.Moon, G. A. Antypas, L.W.James: J. Electron. Mater. 3. 635 (1974)
5.110 M.B. Allenson, P.G.R.King, M.C. Rowland, GJ.Steward. C.H A.Syms: J. Phys. D.: Appl.
Phys. 5, L89 (1972)
5.111 G.Frank, S.Garbe: Acta Electronica 16, 237 (1973)
5.112 W.A.Gutierrez, H.L.Wilson, E.M.Yee: Appl. Phys. Lett. 25. 482 (1974)
5.113 T.G.J.vanOirschot: Appl. Phys. Lett. 24, 211 (1974)
5.114 T.G.J.vanOirschot, G.A.Acket, W.J.Bartels: J. Appl. Phys. 46. 1893 (1975)
5.115 W. A.Gutierrez. H.D.Pommerrenig: Appl. Phys. Lett. 22, 292 (1973)
5.116 F. R. Hughes, E. D.Savoye, D. L.Thoman: J. Electron Mater. 3, 9 (1974)
5.117 R.L.Bell. J.J.Uebbing: Appl. Phys. Lett. 12, 76 (1968)
5.118 D.L. Schaefer: J. Appl. Phys. 40, 445 (1969)
5.119 R.E.Enstrom, D.Richman, M.S. Abrahams. J.R.Appert, D.G.Fisher, A.H.Sommer,
B.F.Williams: Gallium Arsenide and Related Compounds, 1970: Proceedings of the Third
International Symposium, Conference Series Number 9 (Institute of Physics, London 1971) p. 30
5.120 D.G. Fisher: IEEE Trans. Electron Devices ED-21, 541 (1974)
♦ 5.121 D A Jackson, E.M.Yee: Proc. IEEE 59, 90(1971)
5.122 W Klein .1 Appl. Phys 40.4384(1969)
5 123J S. E scher. G A Antypas, J.Edgecumbe: Appl. Phys. Lett. 29, 153 (1976)
5 124L W James. G A.Antypas. R.L.Moon. J.Edgecumbe, R.L.Bell: Appl. Phys. Lett. 22, 270
(19731
5 125 R. I Simon. A.H Sommer. J.J.Tietjen, B.F. Williams: Appl. Phys. Lett. 15, 43 (1969)
5.126 R U. Martinelli: J. Appl. Phys. 45. 1183 (1974)
5.127 B.F.Williams. R.U.Martinelli. E.S. Kohn: Advan. Electron Electron Phys. 33A. 447 (1972)
5.128 R U Maronelli: Appl. Phys. Lett. 17, 313 (1970)
5.129 E.S. Kohn: IEEE Trans. Electron Devices ED-20, 321 (1973)
5.130 H.Schade. H.Nelson. H.Kressel: Appl. Phys. Lett. 18, 413 (1971)
5.131 H.Schade. H Nelson. H. Krcssel: Appi. Phys. Lett. 20, 385 (1972)
310
5.132 В. F. Williams, R.E.Simon: Appl. Phys. Lett. 14, 214(1969)
5.13. 3RCA Photomultiplier Manual (RCA, Electronic Components, Harrison, New Jersey 1970) p,
30
♦ 5.134W.E.Spicer, F.Wooten: Proc. IEEE 51, 1119 (1963)
5.135 EMI Photomultiplier Tubes, Containing An Introduction to the Photomultiplier, available front
loc\al representative (Gencom Division, Varian EMI, Plainview, New York, in USA)
5.136 EMR Photoelectric Multiplier Phototubes, from EMR Photoelectric, Princeton, New Jersey
5.137 RCA Photomultiplier Tubes, from local representative or RCA Electronic Components^
Harrison. New Jersey
5.138 Varian LSE “Excellence in Photo Detection”, from Varian LSE, Palo Alto, CA
5.139 R. L. Bell: Solid-State Electron. 12, 475 (1969)
5.140 R.L.Bell: Solid-State Electron. 13, 397 (1970)
5.141 RCA Photomultiplier Manual (RCA. Electronic Components, Harrison, New Jersey 1970) p.
40
5.142 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons, New York, London, Sydney;
Toronto 19681 pp. 68 and 229
5.143 M.Cole. D. Ryder: Electro Optical System Design 4, 16(1972)
5.144 R.B.Murray. J.J.Manning: IRE Trans. Nuc. Sci. NS-7, 80(1960)
5.145 RCA Photomultiplier Manual (RCA, Electronic Components, Harrison, New Jersey 1970)p,
31
5.146 A.H.Sommer: Photoemiwive Materials (John Wiley and Sons, New York, London, Sydney,
Toronto 1968) p. 126
5.147 A.H.Sommer: Photoemissive Materials (John Wiley and Sons, New York, London, Sydney;
Toronto 1968) p. 68
5.148 B.F. Williams: IEEE Trans. Nuc. Sci. NS-19, 39 (1972)
5.149 RC.4 Photomultiplier Manual (RCA, Electronic Components, Harrison, New Jersey 1970) p.
13
5.150 R.E.Simon. B. F. Williams: IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-15, 167 (1968)
5.151 RCA Photomultiplier Manual (RCA, Electronic Components, Harrison, New Jersey 1970) pp,
25 and 48
5.152 R.E.Simon. A.H.Sommer. J.J Fietjen, B. F. Williams: Appl. Phys. Lett. 13, 355 (1968)
5.153 RC4 Phototubes and Photocells (RCA, Lancaster, PA 1963; out of print) p. 38
5.154 A.H.Sommer: J. Appl. Phys. 43, 2479 (1972)
5.155 RCA Photomultiplier Manual (RCA, Electronic Components, Harrison, New Jersey 1970)
p. 19
5.156 G.W.Goodrich, W.C.Wiley: Rev. Sci. Instr. 33, 761 (1962)
5.157 W.C.Wiley, C.F.Hendee: IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-9, 103 (1962)
5.158 R.U.Martinelli, M.L.Schultz, H.F.Gossenberger: J. Appl. Phys. 43, 4803 (1972)
5.159 R.U.Martinelli: J. Appl. Phys. 45, 3203 (1974)
5.160 R.U.Martinelli, M.Ettenberg: J. Appl. Phys. 45. 3896 (1974)
5.161 H.R.Krall. F.A.Helvy, D.E.Persyk: IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-17/71 (1970)
5.162 D.E.Persyk, D.D.Crawshaw: RCA Rev. 34. 344 (1973)
5.163 H.R.Krall, D.E.Persyk: IEEE Trans. Nuc. Sci. NS-19, 45 (1972)
5.164 B. Leskovar, C.C. Lo: IEEE Trans. Nuc. Sci. NS-19. 50(1972)
5.165 G.A.Morton: Appl. Opt. 7, 1 (1968)
5.166 RC.4 Photomultiplier Manual (RCA. Electronic Components. Harrison. New Jersey 1970) p.
61
5.167 RCA "ERMA" Photodetector, Application Note AN-4637 (RCA Electronic Components,
Harrison, New Jersey 1971)
5.168 E.M.Yee, D. A.Jackson, Jr.: Solid-State Electron. 15. 245(1972)
5.169 A.H.Sommer: Appl. Opt. 12,90(1973)
5.170 R.L.Bell: Negative Electron Affinity Devices (Clarendon Press. Oxford 1973) p. 111
5.171 T.E.Fischer: Surface Science 13, 30(1969)
311
К главе 6
*6.1 A.J.Steckl, R D.Nelson, В.T.French, R.A.Gudmundsen, D.Schechter: Proc. IEЕЛ g3, 67
(1975)
6.2 W.S.Boyle, G.E.Smith: Bell System. Tech. J. 49, 587 (1970)
* 6.3 D.F.Barbe: Proc. IEEE 63, 38 (1975)
*6.4 C.H.Sequin, M. F.Tompsett: Charge Transfer Devices (Academic Press. New York. San
Francisco, London 1975)
6.5 W.B.Joyce, W.J.Bertram: Bell System. Tech. J. 50, 1741 (1971)
6.6 R.J.Strain: IEEE Trans. Electron Devices ED-19, 1119 (1972)
6.7 M.F.Tompsett: J. Vac. Sci. Technol. 9, 1166 (1972)
6.8 J. E.Carnes, W.F.Kosonocky, E.G. Ramberg: IEEE Trans. Electron Devices ED-19.798 (1972)
6.9 W.E.Engeler, J.J.Tiemann, R. D. Baertsch: Appl. Phys. Lett. 17. 469 (1970)
6.10 Y.Daimon, A.M.Mohsen, T.C.McGill: IEEE Trans. Electron Devices ED-21, 226 (1974)
6.11 J.E.Carnes, W.F.Kosonocky, E.G.Ramberg: IEEE J. Solid-State Circuits SC-6, 322 (1971)
6.12L.J.M.Esser, M.G.Collet, J.G.vanSanten: IEDM, Washington, D.C. Tech. Digest (1973)
. 6.13K.K.Thornber, M.F.Tompsett: IEEE Trans. Electron Devices ED-20. 456 (1973)
6.14D.F.Barbe: Electronics Lett. 8, 207 (1972)
, 6.15 A. M. Mohsen, M.F.Tompsett: IEEE Trans, on Electron Devices ED-21, 701 (1974)
6.16M.H.White, D R.Lampe, F.C.Blaha, I.A.Mack: IEEE J. Solid-State Circuits SC-9. 1 (1974)
6.17 D. D. Wen, J. M. Early, С. K. Kim, G. F. Amelio: ISSCC, Philadelphia, Digest of Tech. Papers. 24
(1975)
♦ 6.18S.M.Sze: Physics of Semiconductor Devices (John Wiley and Sons, New York 1969) p. 522
6.19H.V.Soule: Electro-Optical Photography at Low Illumination Levels, (John Wiley and Sons.
New York 1968) pp. 332-333
6.20 Moving Target Sensors, Texas Instruments, Navy Contract NOOO39-73-C-OO7O. Final Report
(1973)
6.21 R.D.Thom, R.E.Eck, J.D.Phillips, J.B.Scroso: Proc of the Int. Conf, on the Application of
CCDs, p. 31, San Diego (1975)
6.22 M.R.Hess, J.C.Fraser, K.Nummedal, B.J.Tilley, R.D.Thom: The MOSART (Monolithic
Signal Processor and Detector Array Integration Technology) Program. Proceedings of the
22nd National IRIS (1974)
6.23 M.Y.Pines, R.Baron: Proceedings of the International Electron Devices Meeting, p. 446.
Washington (1974)
6.24 M.Y.Pines, D.Murphy, D. Alexander, R.Baron, M. Young: Proceedings of the International
Electron Devices Meeting, p. 582, Washington (1975)
6.25 K.Nummedal, J.C.Fraser, S.C.Su, R.Baron, R.M.Finnila: Proceedings of the International
Conference on the Applications of CCDs, p. 19, San Diego (1975)
6.26 D.M.Erb, K.Nummedal: Proceedings 1973 CCD Applications.Confcrence. p. 157. San Diego
(1973)
6.27 A.F.Milton, M.Hess: Proceedings of the International Conference on the Applications of
CCDs, p. 71, San Diego (1975)
6.28 E.O.Johnson: RCA Rev. 34, 80 (1973)
6.29 R.M.Swanson, J.D.Meindl: IEEE J. Solid-State Circuits SC-7. 146 (1972)
6.30 A. F. Milton, M. M. Blouke: Phys. Rev. 3, 4312 (1971)
6.31 R.D.Nelson: Appl. Phys. Lett. 25, 568 (1974)
6.32 G.J.Michon, H.K.Burke, D.M.Brown, M.Ghezzo: Proceedings of the International
Conference on the Application of CCDs, p. 93, San Diego (1975)
6.33 J.C.Kim: Proceedings of the International Conference on the Application «'f CCDs. p. I. San
Diego (1975)
312
К главе 7
7.1 А. Т. Forrester, R. A.Gudmundsen, P.O Johnson: Phys. Rev. 99, 1691 (1955)
7.2 A Javan, E. A.Ballik, W.L.Bond: J. Opt. Soc. Am. 52, 96 (1962)
7.3 BJ.McMurtry, A.E.Siegman: Appl. Opt. 1, 51 (1962)
A. E.Siegman, S. E. Harris, В J. McMurtry: Optical heterodyning and optical demodulation at
microwave frequencies. In: Optical Masers, ed. by J. Fox (Wiley-Interscience, New York 1963)
pp. 511-527
7.4 M.C.Teich, R.J.Keyes, R.H.Kingston: Appl. Phys. Lett. 9, 357 (1966)
7.5 M.C.Teich: Proc. IEEE 56, 37 (1968) [Reprinted in Infrared Detectors, ed. by
R.D Hudson, Jr., J. W.Hudson (Dowden, Hutchinson and Ross, Stroudsburg 1975)]
7.6 B.M.OIiver: Proc. IRE 49, 1960 (1961)
H.A.Haus, C.H.Townes, B.M.OIiver: Proc. IRE 50, 1544 (1962)
♦ 7.7 A E.Siegman: Proc. IEEE 54, 1350 (1966)
♦ 7.8 W.S.Read, D.L.Fried: Proc. IEEE 51, 1787 (1963)
7.8a M.M. Abbas, M J.Mumma, T. Kostiuk, D. Buhl: Appl. Opt. 15, 427 (1976)
7.8b EJakeman, CJ.Oliver, E.R.Pike: Advances in Phys. 24, 349 (1975)
♦ 7.9 M.C.Teich. Proc. IEEE 57, 786 (1969)
7.10 M.C.Teich. R. Y. Yen: J. Appl. Phys. 43, 2480 (1972)
7.11 U.M.Titulaer, RJ.Glauber: Phys. Rev. 140, B676 (1965); Phys. Rev. 145, 1041 (1966)
7.12 M.C.Teich: Appl. Phys. Lett. 14, 201 (1969)
7.13 M.C.Teich: Quantum theory of heterodyne detection. In: Proc. Third Photoconductivity
Conf, ed. by E.M.Pell (Pergamon, New York 1971) pp. 1-5
7.14 M C.Teich: Coherent detection in the infrared. In: Semiconductors and Semimetals, ed. by
R.K. Willardson and A.C. Beer (Academic, New York 1970)5, Infrared Detectors, Chap. 9 pp.
361-407
7.15 L.Mandel, E.Wolf: J. Opt. Soc. Am. 65, 413 (1975)
7.15 aG.Lachs: Phys. Rev. 138, В 1012(1965)
7.15 bJ Pefina: Phys. Lett. 24A, 333 (1967)
7 !5cJ~Pcfina. R.Horak: J Phys. A 2. 702(19691
7 15dE Jakeman. E. R. Pike J. Phys. A 2. i 15 (1969)
7.15 c J . Perina, V. Pefinova. L Mista: Opt. Acta 19,579(1972)
7.15 f M C.Teich. WJ.McGill: Phys. Rev. Lett. 36, 754 (1976)
7.16 M.C.Teich: IEEE J. Quant. Electron. QE-H. 595 (1975)
7.17 A.Einstein: Ann. Physik 17. 132 (1905) [translation: Am. J. Physics 33,367(1965)]
7.18 L.Mandel: Proc. Phys. Soc. (London) 74. 233 (1959}; see also
E.M.Purcell: Nature 178, 1449(1956)
L.Mandel: Proc Phys. Soc. (London) 72, 1037 (1958)
7.19 RJ.Glauber: Phys. Rev. 130, 2529 (1963); Phys. Rev. «31, 2/66 (1963)
7.20 P.L.Kelley, W.H.Kleiner: Phys. Rev. 136, A 316 (1964)
7.21 M.C.Teich. G.J.Wolga: J. Opt. Soc. Am. 57, 542 (1967)
7.22 M.C.Teich, J.M.Schroeer, G.J.Wolga: Phys. Rev. Lett. 13, 611 (1964)
7.23 H.Sonnenberg. H.Heffner. W.Spicer: Appl. Phys. Lett. 5, 95 (1964)
7.24 M.C.Teich: Two quantum photoemission and de photomkang in sodium, Ph.D. thesis
(Cornell University 1966) unpublished [also Repor t no 453, Materials-Science Center, Cornell
University, Ithaca, New York. February 19661
7.25 M.C.Teich, GJ.Wolga: Phys. Rev. 171, 809 (1968)
7.26 F.Shiga. S.Irramura: Phys. Leti. 25A, 706 (1967)
7.27 E.M.Logotheds, P.L.Hartman: Phys. Rev. Lett. 18, 5tl (1^67)
7.28 E.M.Logotheti», P L.Hartman: Phys. Rev. 187, 460 (1969)
7.29 R.E.B.Makinson, MJ.Buckingham: Proc. Phys. Soc. A (London) 64, 135 (1951)
7 30 R.L.Smith f=Phys. Rev. 128. 2225 (1962)
313
7.31 H.C. Bowers: Theoretical and experimental considerations of the double-quantum photoelec-
tric effect. M.S. thesis (Cornell University 1964) unpublished
.7.32 l.Adawi: Phys. Rev. 134. A788 (1964)
7.33 P.BIoch. J. Appl. Phys. 35. 2052 (1964)
7.34 M.C.Teich. G.J.Wolga: Phys. Rev. Lett. 16. 625 (1966)
7.35 P.Lambropoulos. C.Kikuchi. R.K.Osborn: Phys. Rev. 144. 1081 (1966)
7 36 B.R.Mollow: Phys. Rev 175. 1555 (1968)
7.37 G.S.Agarwal: Phys. Rev. A 1. 1445 (1970)
7.38 M.C.Teich. R.L. Abrams. W.B.Gandrud: Opt. Communic. 2, 206 (1970)
7.39 P. Diament. M.C.Teich: J. Opt. Soc. Am. 59. 661 (1969)
7.40 C.Freed. H. A.Haus: Phys. Rev. 141. 287 (1966)
G.Lachs: J. Appl. Phys. 39. 4193 (1968)
7.41 M.C.Teich. P. Diament: J. Appl. Phys. 40. 625 (1969)
' 7.42 P.P.Barashex: Zh. Eksper. iTeor. Fiz. (USSR)59.1318 (1970) [translation: Soviet Phys. JETJ*
32. 720(1971)]
7.43 P.P.Barashex: Phys. Stat. Sol. (a) 9. 9 (Part I) and 387 (Part II) (1972)
7.44 L.Mandel: J. Opt. Soc. Am. 57. 613 (1967)
L. Mandel. E.Wolf: Rex. Mod. Phys. 37. 231 (1965)
7.44 aM.J. Beran. J. DeVelis. G. Parrent: Phys. Rex. 154. 1224(1967)
7.45 M.C.Teich. D. A. Berkley. G.J.Wolga: Rex. Sci. Instr. 36. 973 (1965)
7.46 R.A.Fox. R.M.Kogan. E. J. Robinson: Phys. Rev. Lett. 26, 1416 (1971)
S. Klarsfeld. A.Maquel: Phys. Rev. Lett. 29. 79 (1972)
7.47 S.J.Ippolito. S. Rosenberg. M.C.Teich: Rev. Sci. Instr. 41. 331 (1970)
7.48 M.C.Teich: Appl. Phys. Lett. 1.5. 420 (1969): U.S. Patent Number 3, 875, 399
7.49 R.L. Abrams. R.C. White. Jr.: IEEE J. Quantum Electron. QE-8, 13 (1972)
7.50 M.C.Teich. R.Y.Yen: Appl. Opt. 14. 666 (1975)
7.51 M.C.Teich. R.Y.Yen: Appl. Opt. 14. 680 (1975)
7.52 M.C.Teich: Rev. Sci. Instr. 46. 1313(1975)
7.53 W.B.Davenport.Jr.. W.L. Root: .-In Introduction to rhe Theory of Random Signals and Noise
(McGraw-Hill. New York 1958) p. 112
7.54 D.J. Angclakos. T. I I verhart Mu row are Communications (McGraw-Hill, New York 1968)
p. 204
7.55 Ref. [7.53]. pp. 257 259
7.56 Ref. [7.53]. г 255
7 57 M. l.Skolnik*: I nt rodm tion to Radar Systems (McGraw-Hill, New York 1958) p. 185
7.58 W.E. Murray. Jr.: Coherent laser radar Doppler signatures. In: Optics Research (MIT Lincoln
Lab. 1969) No. I. p. 6
7.59 R.Y.Yen: Optical communications: An investigation of several techniques, Ph.D. thecif
(Columbia University 1972) unpublished
7.60 Ref. [7.53]. p. 308
761 H.A.Bostick. IEEE. J. Quantum Electron. QE-3, 232 (1967)
7.62 H. A.Bostik, L.J.Sullivan : Laser radar and tracking. In: Optics Research (MIT Lincoln Lab.
1969) No. 1. p. 21
7 63 Ref. [7.53]. p. 193
7.64 Ref. [7.53]. p. 356
7 65 R.G.Gallager: Information Theory and Reliable Communication (Wiley, New York 1968) p. t
365
7 66 R.J.Schwarz. B. Friedland. Linear Systems (McGraw-Hill, New York 1965) p. 299
7.67 Ref. [7.53]. pp. 93 101
7 68 M.Kac. A.J.F.Siegert: J. Appl. Phys. 18. 383 (1947)
7.69 R.CEmerson: J. Appl. Phys. 24. 1168 (1953)
7.70 V.Voorhis: Microwave Receivers (McGraw-Hill, New York 1948) p. 157
7.71 S.O.Rice: Mathematical Analysis of Random Noise. In: Selected Papers on Noise and
Stochastic Processes, ed. by N.Wax (Dover, New' York 1954) pp. 133—294
314
7.72 S.Stein. J.J.Jones: Modern Communication Principles (McGraw-Hill, New York 1967) pp.
138-139
7.73 W.K.Pratt: Laser Communication Systems (Wiley. New York 1969) pp. 224-229
7.74 Ref. [7.53]. pp. 352-355
7.75 D L Fried. G.E.Movers: J. Opt. Soc. Am. 55. 740-741 (1965)
776 M.C.Teich, S.Rosenberg: Appl. Opt. 12. 2616 (1973)
7.77 S. Rosenberg, M.C.Teich: Appl. Opt. 12. 2625 (1973)
7.78 S.Rosenberg. M.C.Teich: IEEE Trans. Inform. Theory IT-19. 807 (1973)
7.79 Ref. [7.72], pp. 286-309
7.80 V. LTatarski: Ware Propagation in a Turbulent Medium (McGraw-Hill, New York 1961)
7 81 P. Diament, M.C.Teich: J. Opt. Soc. Am. 60. 1489 (1970)
J.Perina, V.Perinova. M.C.Teich, P.Diament: Phys. Rev. A7. 1732 (1973)
* 7 82 RS.Lawrence, J.W.Strohbehn: Proc. IEEE 58. 1523(1970)
7.83 D L.Fried. Appl. Opt. 10. 721 (1971)
7.84 Ref. [7.53]. p. 167
7.85 R.H.Dicke: Rev. Sci. Instr. 17, 268 (1946)
7 86 J. D. Kraus.( Radio Astronomy (McGraw-Hill. New York 1966)
7 87 T G Phillips. K.B. Jefferts: IEEE Trans. Microwave Theory Tech. MTT-22, 1290 (1974)
7.88 J Gay. A Journet, B. Christophe, M. Robert: Appl. Phys. Lett. 22, 448 (1973)
7.89 Нлап de Stadt: Astron. Astrophys. 36, 341 (1974)
7.90 T.deGraauw. H. van de Stadt: Nature (Phys. Sci.) 246, 73 (1973)
7.91 D.W.Peterson, M. A. Johnson, A.L.Betz: Nature (Phys. Sci.) 256, 128 (1974)
7.92 N.J.Evans 11. R.E.Hills, О.E.H.Rybeck. E.Kollberg: Phys. Rev. A6, 1643(1972)
7.93 C.H.Townes, A. L.Schawlow: Microwave Spectroscopy (McGraw-Hill, New York 1955)
*7.94 E.H.Pulley: Proc. IEEE 54, 1096(1966)
7.95 H.A.Gebbie. N W.B.S’one. E.H.Pulley, N.Shaw: Nature (Phys. Sci.) 214, 165 (1967)
7.96 A. A.Penzias. C. A Burrus Ann. Rev. Astronomy Astrophys. 1!. 51 (1973)
7.97 R.L. Abrams. AM.Glass: Appl. Phys L ett. 15. .251 (1969)
7.98 E.Leiba: Compt Rend. (Paris) 268. В 31 (1969)
7.99 R L. Abrams. W.B.Gandrud: Appl Phys. Lett 17. 150(1970)
7 100B.Contreras. О L.Gaddy: Appl. Phys Lett. 18. 277 (1971)
7.101 H. R.Fetterman. B.J.Clifton. P.E.Tanncnwald. C D.Parker, H.Penfield: IEEE Trans.
Microwave Theory Tech. MTT-22. 1013 (1974)
К Mizuno. R Kuwahara, S.Ono: Appl Phys Lett 26.605(1975)
7.102 A. A.Penzias. R.W. Wilson. К. B. Jefferts: Phys. Rev. Lett. 32. 701 (1974)
7.103 D.M.Rank. C.H.Townes. W.J.Welch: Science 174. 1083 (1971)
7.104 P.Thaddeus: Ann. Rev Astronomy Astrophys. 10. 305 (1972)
7.105 R.W.Wilson. К. B. Jefferts. A.A.Penzias: Astrophys. J. Lett. 161, L43 (1970)
7.106 P. M. Solomon: Phys. Today 26. # 3. 32 (1973)
7.107 M.M. Litvak: Ann. Rev. Astronomy Astrophys. 12. 97 (1974)
7.108 L.E.Snyder. D Buhl: Astrophys. J. Lett. 189. L31 (1974)
7.109 L.E.Snyder: IEEE Trans. Microwave Theory Tech. MTT-22, 12^9 (1974)
7.110 E.D.Hinkley, P.L.Kelley: Science 171, 635 (1971)
7.111 R.Menzies Appl. Phys. Lett. 22. 592 (1973)
7.112B.Zuckerman. P.Palmer: Ann. Rev. Astronomy Astrophys. 12, 279 (1974)
7.113P.F.Goldsmith. R. L.Plambeck. R. Y.Chiao: IEEE Trans. Microwave Theory Tech. MTT-22,
1115 (1974)
7.114 M.C.Teich: Proc. Society Photo-Optical Instrumentation Engineers 82. 132 (1976)
К главе 8
8.1 S.C.Chase: SPIE 95. 30- 37 (1976)
S.C.Chase. J. L. Engel. H.W.Eyerly. Hugh H Kieffer. F.D.Palluconi: Appl.Opt. 17,1243-1251
(J978)
315
8.2 W.T. Baker: Opt. Spectra 11 (March 1977)
8.2 a L.R Wollman: Electro-Opt. Syst. Des. 11, 37 -44 (Sept. 1979'.
8.3 L.P.Boivin, T.C.Smith: Appl. Opt. 17, 3067-3075 4978)
8.3 a A.Ono: Jpn. J. Appl. Phys. 18, 697-698, 1995-2002 (1979)
8.4 UKAEA Culham: Unpublished report
8.5 M.D.Bausman, I.Liberman, A.T.Swann: J. Opt. Soc. Am. 68, 1441-1442 (197Ю
8.6 U.Korn, S.Shtrikman: Elect. Electron. Engrs. Israel 10th Convention Tel-Avjv, 10-13 Oct.
1977. pp. 110-117
8.6 a V.N. Vigdorovich. G. A.Ukhlinov, N. I.Chibotaru • Instrum. Exp. Tech. (US/ • 21, 521-523
(1978)
8.7 R.S.Scott, G.E.Fredericks: Infrared Phys. 16, 619 626 (1976)
8.8 Yu. Z. Levin, V.A.Maslov, V.A.Danilov, N.A.Suslova: Sov. J Opt. Technol. 44, 759-760
(1977)
8.8a V. A. Beskin, L.S.Kremenchugskii, A.F.Mal’nev,S. K. Sklyarenko,V.P.Timonin,G.I.Shuster;
Meas. Tech. (USA) 21, 228-230 (1978)
8.8b J. H. Degnan: Rev. Sci. Instrum. 50, 1223-1226 (1979)
8.8c K.Wasa, T.Tohda, Y.Kasahara, S.Hayakawa: Rev. Sci. Instrum. 50, 1084-1088 (1979)
8.8d B.Morten, M.Prudenziati, A.Taroni: Fisica Technologia (Italy) 1, 75-95 (1978)
8.9 S. Wieder, E.Jaoudi: Am. J. Phys. 46, 935-937 (1978)
8.10 N.E.Ivanov, LA.Ivanova, T.A.Prilezhaeva: Soc. J. Opt. Technol. 44, 504-505 (1977)
8.11 J.C.Johnson, G.A.Massey: Appl. Opt. 17, 2268-2269 (1978)
8.11 a T.L. Hwang, S.E.Schwarz, D.B. Rutledge: Appl. Phys. Lett. 34, 773-776 (1979)
8.12 J.Clarke, G.I.Hoffer, P.L.Richard, N.H.Yeh: Low Temperature Physics LTJ4, ed. by
M.Krusius, M.Vorio (Elsevier, Amsterdam 1975) pp. 226—229; J. Appl. Phw 18,^865-4879
(1977)
J.Clarke, P.L.Richards, N.H. Yeh: Appl. Phys. Lett. 30, 664-666 (1977)
8.13 S. A^ELAtawy, P.A.R.Ade: Infrared Phys. 18, 683-690 (1978)
-.14 G.Chanin, J.P.Torre. L.Peccoud: Infrared Phys. 18, 657-662 (1978)
8.15 F.J.Low, R.F.Kurtz. W.M.Poteet, T.Nishimura: Astrophys J. 214, LI 15-LI 18 (1977)
8.16 N.S.Nishioka. P. L. Richards. D.P.Woody: Appl. Opt. 17. 1562-1567 (1978)
8.17 G.Gallinaro. G.Roba. R.Tatarek: J. Phys. Ell, 628-630 (1978)
8.18 M.A.Chin: J. Appl. Phys. 48. 2723 2728 (1977)
8.19 J.P.Baluteau, M.Anderegg. A.F.M.Moorwood. N.Coron, J.E.Beckman, E. Bussoletti,
H. H. Hippelein : Appl. Opt. 16. 1834 1840(1977)
8.20 P.L.Richards: Infrared Phys. 17. 241 244 (1977)
8.21 D.J.W.Kendall, T.A.Clark: Appl. Opt. 18, 346 353 (1979)
8.22 J.C.Mather: Proc. SP1E 105, 44-50 (1977)
8.23 T.A.Enukova, V.P.Korotkov, G.N.Mikheeva, N.A.Pankratov, G G Pitkevich*
Yu.I.Polushkin: Sov. J. Opt. Technol. 44, 476-477 (1977)
♦ 8.24 G. A.Zaitsev, I.A.Khrebtov: J. Appl. Spectrosc. 28, 125 130(1978)
8.25 P.N.Nikiforov, N. A.Pankratov: Sov. J. Opt. Technol. 45 2IO 212 (1978)
8.25 a N. A.Pankratov, Yu. V. Kulikov, N. V.Shchetinina: Sov. J. Opt. Technol. 45. JV. л^'7 (1978)
8.26 S.T.Dunn: Appl. Opt. 17, 1367-1373 (1978)
8.27 J. W.Fleming, K.Hursey: J. Phys. E 12, 91-92 (1979)
8.28 R.N.Sachdev, J.P.Gupta, K.G.Vohra: Appl. Opt. 17, 3472 3476 1978)
♦ 8.29 S.T.Liu: Proc. IEEE 66, 14-26 (1978)
8.30 W.M.Doyle: Electro-Opt. Syst. Des. 11, ’2 16 (Nov. 1978)
8.31 D.E.Marshall: SPIE 132, 110-117 (1978)
* 8.31a L.S.Kremenchugsky, V.B.Samoilov: Ukr. F:z Zh. (USSR) 24, 274 \ 7 IH?))
8.32 S.B.Lang: Ferroelectric 17, 553-573 (1978). 19, 26-60 (1978)
8.33 S. E.Stokowski: Appl. Opt. 15. 1767 1774(1976)
8.34 R.E.Newnham, D.P.Skinner, L.E Cross: Mater. Res. Bull 13, 525 >36 (197/
8.35 J.D.Zook, S.T.Liu: J. Appl. Phys. 49, 4604-4606 (1978)
8.36 E.H.Putley: Infrared Phys. 18, 373-374 (1978); 20 (1980) in press
316
8.36 a D.W.G.Byatt: Electron. Industry, pp. 21-27 (Sept. 1979)
♦ 8.36b O.V. Elfimov, L.S.Kremenchugskii,S.K. Sklyarenko: Sov. J. Opt. Technol. 45,663-664 (1978);
Prib. Tekh. Eksp. 3, 211-213 (May-June 1978)
8.36c S. A. Hamid: Phys. Status Solidi (a) 53, K75-77 (1979)
8.36d T.Katsube, Y.Nakagawa, K.Ohkubo, M.Hara, F.Ohtani: Sci. Eng. Rpt. Saitama Univ.. Ser. C
.(Japan) 12, 1-6 (1978)
8.36e M.Simhony, M.Bass: Appl. Phys. Lett. 34, 426-427 (1979)
M.Simhony, M.Bass, E.W. van Stryland, E.M.Tenescu, B.Levy: IEEE J. QE-15, 206 208
(1979)
8.36f H.J.Zajosz: Thin Solid Films 62, 229-236 (1979)
8.36g M.El-Hadi Tidjani, P.Belland, D.Veron: Infrared Phys. 19, 677-681 (1979)
8.37 N.E.Byer, S.E.Stokowski: Martin Marietta Laboratories Tech. Rpt. 76 30 (Unclassified)
Presented at IRIS Detector Speciality Meeting, March 1976. San Diego
S.E.Stokowski: Martin Marietta Laboratories Tech. Rpt. 76 31 (Unclassified) Presented at
IRIS Detector Specialty Meeting, March 1976, San Diego
8.38 Industrial Research/Development 16, 18 (October 1978)
8.39 A.Hadni, R.Thomas, J.Mangin, M.Bagard: Infrared Phys. 18. 663-668 (1978)
X.Gerbaux, J.M.Waldschmidt, A.Hadni: Appl. Opt. 17. 1616 1620(1978)
8.40 F.Bordoni, P.Carelli, I.Modena, G.L.Romani: Infrared Phys. 19. 653 657 (1979)
8.41 Electro-Opt. Syst. Des. 11. 13 (February 1979)
8.41 a F.W.Taylor, F.E.Vescelus, J.R.Locke. G.T.Foster. F.B.Forney. R Beer. J I Houghton*
J.Delderfield, J.T.Schofield: Appl. Opt. 18. 3893-3900 (1979)
8.42 C.Carter: Caswell News, April (1979)
8.43 L.Williams: Electron 20, 15-19 (Sept. 1978)
♦ 8.44 V.V.Voronov, N.V.Karlov, G.P.Kuz'min. Yu.S. Kuz'minov. B. A. Kuritsyn. S.M.Nikiforov*
V.V.Osiko, A.M.Prokhorov: Sov. J. Quantum Electron. 7, 1062 1086 (1977)
8.45 D.C.Elbers, W.H.Thomason, J.D.Macomber: Appl. Opt. 17. 308-310(1978)
8<46 K.J.Button, S.M.Wolfe: SPIE 105, 72-79 (1977)
8.47 M.McColl: SPIE 105, 24-34 (1977)
8.48 C.P.Chaloner, J.R.Drummond, J.T.Houghton, R.F.Jarnot, H.K. Roscoe. Proc. R. Soc.
London A364, 145-159(1978)
8.48 a J.Debrie, A.de Martino, M.Lequime, R. Frey, F.Pradere: Rev. Sci. Instrum. 50,330- 332 (1979)
* 8.48b C.Hartung, R.Jurgeit: Sov. J. Quantum Electron. 8, 1035-1037 (1978)
8.49 P.M.Kuhn, I.G.Nolt, L.P.Stearns, J.V. Radostitz . Opt. Lett. 3. 130-132 (1978)
8.50 G. Busse, B.Bullemer: Infrared Phys. 18, 255-256 (1978)
8.50 a G.P.Chuiko, N.M.Chuiko: Inorg. Mater. 15, 23-26(1979)
8.50 b A.B.Katrich, V.M.Kuz'michev: Sov. J. Quantum Electron. 8, 1102 1105 (1979)
8.50 c J. E.Muller: Nachrichtentech. Electron. 28, 143-144 (1978)
8.51 M.J.Colles, N.R.Geddes, E.Mendizadeh: Contemp. Phys. 20, 11-36 (1979)
8.52 D.R.Kohler, P.B.Weiss: Topical Meeting on Inertial Confinement Fusion, San Diego, CA
USA, 7-9 Feb. 1978, pp. TUC 13/1-4 (Opt. Soc. Am., Washington, D. C. 1977)
R.F.Benjamin, P.D.Goldstone, J.P.Carpenter: Appl. Opt. 17, 3809-3811 (1978)
D.R.Kohler, P.B.Weiss: J. Opt. Soc. Am. 67, 1445 (1977)
8.53 Electro-Opt. Syst. Des. 10, 35-39 (Jan. 1978)
8.54 Y.Talmi: Appl. Opt. 17, 2489-2501 (1978)
8.55 W.M. Wreathall: SPIE 110, 63-69 (1977)
8.56 R.Watton, D.Burgess, B.Harper: J. Appl. Sci. Eng. A2, 47-63 (1977)
8.57 J.W.E.Brydon, A.K.Lamie, D.J.Wheatley: J. Med. Eng. Technol. 3, 77-80 (1979)
8.57 a G.F.Vermeij: J. Med. Eng. Technol. 3, 5-11 (1979)
8.57 b A^J. Alcock, H. A.Baldis, P.B.Corkum, J.C.Samson, W.J.Sarjeant: SPIE 97, 264-268 (1976)
A.J.Alcock, P.B.Corkum: Canadian J. Phys. 57, 1280-1290 (1979)
8.58 R.Tice, J.Euskirchen: Opt. Spectra 12, 32-36 (Sept. 1978)
C.W. Brice III: Industrial & Commercial Power Systems Tech. Conf. 6-8 June 1978, Cincinnati
(IEEE NY USA 1978) pp. 118-120
317
К.E.G.Pitt: Microelectron. J. 9, 19-26 (1979)
R.W.Burton: Proc. 8th European Microwave Conf. Paris. France 4-8 Sept. 1978, pp. 179-182
8.59 B.Singer: Adv. in Image Pickup and Display, Vol. 3 (Academic Press, New York 1977) pp. 1-82
8.60 A.G.Shepherd. Electronics 50, 99-105 (Noy. 1977)
Electronique & Appl. Ind. No. 250, I April, 1978. pp. 51-55
8.61 L.E.Garn: IEEE Trans. ED-24, 1221-1228 (1977)
8.62 R.S.Levitt: Electro-Opt. Syst. Des. 9, 22-30 (Oct. 1977)
8.63 P.C.H.Dickerson: J. R. Electr. Meeh. Eng. (GB), No. 28, 46- 50 (April 1978)
£.64 R.Watton: Infrared Phys. 18, 73-87 (1978)
R.Watton, D.E.Burgess: Infrared Phys. 19, 683-688 (1979)
8.64 a A.Shaulov, M.I.Bell, W. A.Smith: J. Appl. Phys. 50, 4913 4919 (1979)
8.65 J. E.Jacobs, S.A. Remily: Infrared Phys. 19, 1-7 (1979)
8.66 Electronic Warfare Defense Electron. 10, 46 (April 1978)
8.67 S.Iwasa.J.Gelpey.J.Marciniec.D.Marshal) W. White.D.Lamb.S.Liu D Paffel: IEEE Intern.
Electron Devices Meeting, Washington, D C, Dec 4-6. 1978, pp. 522 525
8.68 C.B.Roundy: Appl. Opt. 18. 943-945 (1979)
8.69 C.B.Roundy: Infrared Phys. 19, 507-522 (1979)
8.70 H.Preier: Infrared Phys. 18, 43 (1978)
8.71 P.E.Petersen, T.N.Casselman: To be published
8.72 G.Fiorito, G.Gasparrini, F.Svelto. Infrared Phys 17. 25 (1977). 18. 59 (1978)
P.Becla, J.M.Pawlikowski: Infrared Phys. 16, 457 (1976)
8.73 R.Dornhaus, G.Nimtz: Springer Tracts in Modern Physics. Vol. 78 (Springer, Berlin»
Heidelberg, New York 1976) pp. 1-119
8.74 S.Borrello, M.Kinch, D.LaMont: Infrared Phys. 17, 121 (1977)
8.75 M.A.Kinch, S.R.Borrello, A.Simmons: Infrared Phys. 17. 127 (1977)
8.76 M.A.Kinch, S.R.Borrello, B.H.Breazeale, A Simmons. Infrared Phys. 17, 137 (1977)
8.77 N.Sclar: Infrared Phys. 16, 435 (1976)
‘8.78 W.Scott, J.L.Schmit: Appl. Phys. Lett. 33. 294 (1978)
8.79 S.D.Brotherton, A.Gill: Appl. Phys. Lett. 33, 953 (1978)
8.80 H.R.Vydyanath, W. J. Helm, J.S. Lorenzo, S.T.Hoelke: Infrared Phys. 19, 93 (1979)
8.81 C.E.Hurwitz, J.J.Hsieh: Appl. Phys. Lett. 22, 487 (1978)
8.82 Katsuhiko Nishida et al.: Appl. Phys. Lett. 33, 251 (1979)
8.83 H.D.Law, K.Nakano, L.R.Tomasetta: IEEE J. QE-15. No. 7. July 1979
8.84 G.Ghosh, B.P.Varma: J. Appl. Phys. 49, 4549 (1978)
.8.85 J.S.Escher, G.A.Antypas. Appl. Phys. Lett. 30, 314 (1977)
8.86 G.H.Olsen, D.J.Szostak, T.J.Zamekowski, M.Ettenberg: J. Appl. Phys. 48, 1007 (1977)
8.87 D.G.Fisher, G.H.Olsen: J. Appl. Phys. 50, 2930(1979)
8.88 J.S.Escher. G.A.Antypas, J.Edgecumbe: Appl. Phys. Lett. 29, 153 (1976)
8 89 W.E.Spicer: Appl. Phys. 12, 115 (1977)
.8 90 W E.Spicer, I. Lindau,P. E.Gregory, С. M. Garner,P.Pianetta,P.W.Chye: J. Vac. Sci.Tech. 13,
780 (1976)
.8.91 W.E.Spicer, P.Pianetta, I.Lindau, P. W.Chye: J. Vac. Sci. Tech. 14, 885 (1977)
8.92 IW.E.Spicer, I.Lindau, C. Y.Su, P.W.Chye, P.Pianetta: Appl. Phys. Lett. 33, 934 (1978)
.8.93 I.Lindau,P.W.Chye,С.M.Garner,P.Pianetta,C.Y.Su,W.E.Spicer:J.Vac.Sci.Tech. 15,1332
(1978)
8.94 M.G.Burt, V.Heine: J. Phys. C 11, 961 (1978)
8.95 P. Williams, C. A. Evans, Jr.: Surf. Sci. 78, 324 (1978)
8.96 R.Sahai, J.S. Harris, R.C.Eden, L.O.Bublac, J.C.Chu: CRCCrit. Rev. in Solid State Sciences
5,565(1975)
8.97 J.S.Escher, R.D.Fairman,G. A. Antypas, R.Sankaran, L.W.James, R L.Bell:CRCCrit. Rev.
in Solid State Sciences 5, 577 (1975)
8.98 J.S.Escher, R.Sankaran: Appl. Phys. Lett. 29, 87 (1976)
.8.99 J.S.Escher, P.E.Gregory, G.A.Antypas, R.Sankaran, Y.M.Houng: J. Appl Phys. 49. 447
(1978)
8.100 P E.Gregory, J.S. Escher, S.B.Hyder, Y. M.Houng, G. A. Antypas: J. Vac. Sci. Tech. 15,1483
318
(1978)
8.101 J.S.Escher, P.E.Gregory, S.B.Hyder, R.Sankaran: J. Appl. Phys. 49, 2591 (1978)
8.102 F.P.Landauer, J.R.Janesick, S.L.Knapp, M.M.Blouke, J.R.Hall: 1978 Government
Microcircuit Application Conf. Digest of Papers, Vol. 7, 394 (1978) Joy Morrealle
8.103 M. M. Blouke, J.E. Hall. J. F. Breitzmann: Proc, of 1978 International Electron Device Meeting
412
8.104 R.H.Dyck: 1978 Government Microcircuit Application Conf. Digest of Papers, Vol. 7, 328
(1978) Joy Morrealle
8.105 W.F.Kosonocky. E.S.Kohso, B.R.Capone, S.A.Roosild: 1978 Conf, on the Applications of
Charge Coupled Devices Proc., p. 2-27, (1978) Isaac Lagado
8.106 R.Balcerak, R. E. Flannery: “Staring Infrared Focal Planes for Smart Sensors”, Proc. SPIE
Tech. Symp. East ’79, Washington, D.C., April, 1979
8.107 C.Carrison, B.Krzyzabiwsju, N.Foss: “Non-Uniformity Compensation Techniques for
Staring IR Focal Planes”, Proc. SPIE Tech. Symp. East ’79, Washington, D.C., April, 1979'
8.108 R.W.Helfrich: “Programihable Compensation Technique for Staring Arrays”, Proc. SPIE
Tech. Symp. East ’79, Washington, D.C., April, 1979
8.109 R. A. Chapman, M. A. Kinch, A. Simmons, S. R. Borrello, H. B. Morris, J. W. Wrobel, D. D. Buss:
“Hg0 7Cd0 3Te Charge-Coupled Device Shift Registers”, Appl. Phys. Lett. 32 (No. 7), 434-436’
(1978)
8.110 R.A.Chapman, M.A.Kinch, S.R.Borrello, A.Simmons, D.D.Buss: “HgCdTe Charge
Coupled Devices”, CCD-78 Proc., pp. 2-1-2-17, San Diego, CA, Oct. 1978
8.111 R.D.Thom, F.J.Renda, W.J.Parrish, T.L.Koch: “A Monolithic InSb Charge Coupled
Infrared Imaging Device”, I.E.D.M. Technical Digest, pp. 501-504, Washington, D.C., Dec.
1978
8.112 E.E. Barrowcliff, L.O.Bublae, D.T. Cheung, A.M. Andrews, J. D. Blackwell, F.Cox,
E. R.Gertner, W.E.Tennant, M.J.Lodowise, L.E.Wood: “Planar GalnSbCCDs”, CCD-78-
Proc., pp. 2-77, San Diego, CA., Oct. 1978
8.113 A.M. Andrews: “Hybrid Infrared Imaging Arrays”, I.E.D.M. Tech. Digest, pp. 505-509,-
Washington, D.C., December 1978
8.114 J.C.Kim: “InSb Charge Injection Device Imaging Array”, IE EE Trans. ED-25,323-341 (1978У
8.115 M.D.Gibbons, W. E.Davern, J.Swab, R. W. Aldrich: “Status of InSb CID Arrays”, Proc. IRIS-
Detector Specialty Meeting, Minneapolis, Minn., June 1979
8.116 R.A.Chapman, S.R.Borrello, A.Simmons, J.D.Beck, A.L.Lewis, M.A.Kinch, Jollynecek,
.C.G. Roberts: “Monolithic HgCdTe Charge Transfer Device Infrared Imaging Arrays”, to be
published IEEE Trans. Elect. Dev.
8.117 D.L. Weinberg, C.J.Gridly, A.F.Milton: “Evaluation of InSb Detector Array Performance”,
Proc. IRIS Detector Specialty Meeting, Minneapolis, Minn., June 1979
8.118 J.Farre, J.Buxo, D.Esteve: “Importance Relative des composantes de Courants de Charge
danslesCapacitesMISdestineesaDetecter le Rayonnement Infraronge”. C. R. Acad. Sc. Paris,
Serie В T. 283, 103-106 (1976)
8.119 W.W. Anderson: “Tunnel Current Limitations of Narrow Bandgap Infrared Charge Coupled
Devices”. Infrared Phys. 17, 147-164 (1977)
8.120 D.L.Spears,C.D.Hoyt: Solid State Research Report, Lincoln Laboratory, M.1.T.( 1978 : l)p.-
1, 1978
8.121 D.L.Spears: Solid State Research Report, Lincoln Laboratory, M.I.T. (1978 :3) p. 1. 1978
8.122 D.L.Spears, R.H.Kingston: Appl. Phys. Lett. 34(9) 584, I May (1979)
8.123 J.F.Shanley, L.C.Perry: Proc. Intern. 1978 Electron Device Meeting, 424
8.124 W.L.Wolfe, G.J.Zissis: The Infrared Handbook, Environmental Research Institute of
Michigan, pp. 3-82
319
ОБЗОРЫ
T.G.Blaney: J. Phys. E 11, 856-881 (1978)
K.L.Chopra, D.K.Pandya: Thin Solid Films 50, 81-98 (1978)
C.Huang: Opt. Spectra 12, 47-50 (1978)
К.Н. Kingston: Detection of Optical and Infrared Radiation, Springer Series in Optical Sciences. Vol.
10 (Springer, Berlin, Heidelberg, New York 1978) Chapt. 7
K.Shivanandan: SPIE 105, 37-39 (1977)
^V.E.Spicer: Appl. Phys. 12, 115 (1977)
СПИСОК РАБОТ, ПЕРЕВЕДЕННЫХ НА РУССКИЙ ЯЗЫК,
И РАБОТ СОВЕТСКИХ АВТОРОВ
К главе 2
2.7. Хадсон Р. Инфракрасные системы: Пер. с англ. — М.: Мир, 1972.
2.8. Рывкин С. М. Фотоэлектрические явления в полупроводниках. — М.: Физ-
матгиз, 1963.
2.15. Мосс Т., Баррел Г., Эллис Б. Полупроводниковая оптоэлектроника: Пер,
с англ. — М.: Мир, 1967.
2.22. Мелчиор, Фишер, Араме. Фотоприемники для систем оптической связи. —
ТИИЭР, 1970, т. 58, № 10, с. 69.
2.23. ТИИЭР, 1975, т. 63, № 1.
2.25. Зи С. М. Физика полупроводниковых приборов: Пер. с англ. — М.: Энер-
гия, 1973.
2.27. Киттель Ч. Введение в физику твердого тела: Пер. с англ. — М.: Наука,
1978.
2.87. Л оу. Характеристики тепловых радиометров, работающих на длине волны
1,2 мкм. — ТИИЭР, 1965, т. 53, № 5.
2.120. Ассулин, Харенг, Лейба. Преобразователь изображения на жидком крис-
талле и фоторезисторе. — ТИИЭР, 1971, т. 59, № 9, с. 86.
2.122. Тейч. Гетеродинное детектирование в ИК области спектра. — ТИИЭР,
1968, т. 56, № 4, с. 46.
2.142. Ван-дер-Зил А. Флуктуационные явления в полупроводниках: Пер. с
англ. — М.: Изд-во иностр, лит., 1961.
К табл. 2.8 и рис. 2.22
3. См. 2.7.
5. См. 2.22.
К главе 3
3.80. Барбе. Приборы с зарядовой связью для формирования сигналов изобра-
жения. — ТИИЭР, 1975, т. 63, № 1, с. 45.
3.81. Стикл, Нельсон, Френч, Гудмундсен, Шектер. Применение приборов с заря-
довой связью для регистрации ИК сигналов и формирования изображе-
ния. — ТИИЭР, 1975, т. 63, № 1, с. 79.
К главе 4
4.2. Левинстейн, Мадер. Приемники И К диапазона для дистанционного зонди-
рования. — ТИИЭР, 1975, т. 63, № 1, с. 6—16.
4.10. См. 2.25.
4.46. Пташинский В. В., Киреев П. С. Об аномалии температурной зависимости
коэффициента Холла в HgTe и CdxHgi_xTe. — ФТП, 1972, т. 6, вып. 8,
с. 1619—1621.
4.61. Милне А. Примеси с глубокими уровнями в полупроводниках: Пер. с англ.
— М.: Мир, 1977.
К главе 5
5.1. Соммер А. Фотоэмиссионные материалы: Пер. с англ. — М.: Энергия,
1973.
5.13. Белл, Спайсер. Новые высококачественные фотокатоды из соединений ти-
па А3В5. — ТИИЭР, 1970, т. 58, № 10, с. 5.
5.20. Уильямс, Тайтьен. Приборы с эмиттерами, обладающими электронным
сродством. — ТИИЭР, 1971, т. 59, № 10, с. 136.
5.21. Белл Р. Л. Эмиттеры с отрицательным электронным сродством: Пер. с
англ. — М.: Энергия, 1978.
5.32. См. 2.27.
321
.5.74. Юббиг, Белл. Усовершенствованные фотокатоды на основе GaAs и
InGaAs. — ТИИЭР, 1968, т. 56, № 9, с. 238.
.5.121. Джексон, Йи. Зависимость выхода фотоэмиссии от ширины запрещенной
зоны в сплавах GalnAs. — ТИИЭР, 1971, т. 59, № 1, с. 97.
5.134. Спайсер, Вутен. Фотоэмисоия и фотоумножители. — ТИИЭР, 1963, т. 51,
№ 8.
К главе 6
6.4. Секен К., Томпсет М. Приборы с переносом заряда: Пер. с англ. — М.:
Мир, 1978.
К главе 7
7.7. Зигман. Антенные свойства оптических гетеродинных приемников. —
ТИИЭР, 1966, т. 54, № 10, с. 136.
7.9. Тейч. Гомодинное детектирование инфракрасного излучения, отраженного
от движущейся рассеивающей цели. — ТИИЭР, 1969, т. 57, № 5.
7.82. Лоуренс, Стробен. Эффекты, существенные для оптической связи, которые
возникают при распространении света в нерассеивающей атмосфере. Об-
зор. — ТИИЭР, 1970, т. 58, № 10, с. 130.
7.94. Патли. InSb-детектор в качестве смесителя на длину волны 1 мм. —
ТИИЭР, 1966, т. 54, № 8, с. 100.
7.42. Барашев П. П. Статистические характеристики многоквантового фотото-
ка. — ЖЭТФ, 1970, т. 59, № 4(10), с. 1318.
К главе 8
•8.24. Зайцев Г. А., Хребтов И. А. Частотные свойства тонкопленочных боломет-
ров, работающих в жидком гелии. — Прикладная спектроскопия, 1978,
т. 28, № 1, с. 125—130.
<8.29. Лю С. Т., Лонг Д. Пироэлектрические приемники излучения и материалы
для них, — ТИИЭР, 1978, т. 66, № 1, с. 16—31.
,8.31а. Кременчугский Л. С., Самойлов В. Б. Исследование динамического пиро-
электрического эффекта в тонкослойных сегнетоэлектриках и разработка
пироэлектрических приемников излучения на их основе. — УФЖ, 1979,
т. 24, № 2, с. 274—287.
:8.36b. Елфимов О. В., Кременчугский Л. С., Скляренко С. К. Линейки пиро-
электрических приемников излучения. — ПТЭ, 1978, т. 21, № 3, с. 211—213.
.8.44. Воронов В. В., Карлов Н. В., Кузьмин Г. П. и др. Малоинерционный пи-
роэлектрический детектор на основе кристаллов Вао.гзЗголзМЬгОб- — Кван-
товая электроника, 1977, т. 4, № 9, с. 190—193.
,8.48b. Хартунг К., Юргейт Р. Исследование свойств оптотермического приемни-
ка. — Квантовая электроника, 1978, т. 5, № 8, с. 1825.
$.60. Шепар. Возможности и применения современных ИК-видиконов.— Элек-
троника, 1977, т. 50, № 24, с. 26—34.
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие редактора перевода......................................... 5
Предисловие ко второму изданию......................................... 7
1. Введение........................................................... 9
2. Обнаружение излучения............................................ 13
2.1. Классификация и феноменологическое описание механизмов селектив-
ного фотоприема...................................................15
2.1.1. Фотонные эффекты............................................16
2.L2. Тепловые эффекты.............................................33
2.1.3. Эффекты волнового взаимодействия............................40
2.2. Шумы фотоприемников излучения......................................43
2.2.1. Шумы полупроводниковых приемников...........................44
2.2.2. Шумы фотоэмиссионных приемников.............................47
2.3. Характеристики фотоприемников......................................48
2.3.1. Спектр фотоотклика..........................................48
2.3.2. Чувствительность............................................49
2.3.3. Параметр Л*.................................................49
2.3.4. Параметр Z)**...............................................50
2.3.5. Мощность, эквивалентная мощности шума.......................51
2.3.6. Обнаружительная способность.................................51
2.3.7. Частотная зависимость, время фотоотклика, постоянная време-
ни, f*.............................................................51
2.3.8. Спектр шума.................................................52
2.4. Режим ограничения флуктуациями сигнала и флуктуациями фонового
излучения..............................................................52
2.4.1. Режим ограничения флуктуациями сигнала.....................53
2.4.2. Режим ограничения флуктуациями фонового излучения ... 56
2.4.3. Совместный анализ режимов ограничения флуктуациями сигна-
ла и флуктуациями фонового излучения...........................61
2.5. Параметры современных фотоприемников видимого и И К излучения 62
3. Тепловые приемники.................................................67
3.1. Основные принципы работы......................................68
3.2. Термопара.....................................................75
3.3. Болометр......................................................79
3.4. Приемник Голея и ему подобные.................................86
3.5. Пироэлектрический приемник....................................88
3.6. Другие виды тепловых приемников...............................93
"3.7. Использование тепловых приемников в системах тепловидения . . 94
4. Фотоприемники ИК диапазона.........................................96
4.1. Основы теории.....................................................98
4.1.1. Прямое детектирование.......................................98
4.1.2. Фототок, фотоэлектрическое усиление и чувствительность . . 98
4.1.3. Шумы.......................................................100
4.1.4. Обнаружительная способность................................102
4.1.5. Другие параметры фотоприемников............................103
4.2. Фотодиоды . . 104
4.2.1. Теория.....................................................104
4.2.2. Материалы..................................................109
4.3. Приемники с собственной фотопроводимостью........................114
4.3.1. Теория.....................................................114
4.3.2. Материалы..................................................118
4.4. Примесные фоторезисторы..........................................122
4.4.1. Теория.....................................................122
4.4.2. Материалы..................................................125
4.5. Заключение и выводы..............................................126
323
Приложение А. Генерационно-рекомбинационный шум............................128
Приложение Б. Генерационно-рекомбинационный ток р-п перехода в от-
сутствие рекомбинации Шокли — Рида................................128
Приложение В. Свойства полупроводников типа AIV BVI........................129
Приложение Г. Свойства полупроводников с кристаллической структурой
цинковой обманки..................................................130
Приложение Д. Зависимость параметров материала приемника от фоново-
го излучения......................................................134
Приложение Е. Свойства примесного кремния..............................134
5. Фотоэмиссионные приемники излучения................................136
5.1. Введение..........................................................136
5.1.1. Применение и преимущества фотоэмиссионных приемников . . 136
5.1.2. Недостатки..................................................137
5.1.3. Типы фотоэмиссионных поверхностей: классические и с отрица-
тельным сродством к электрону................................137
5.1.4. Фотокатоды, работающие на отражение и на пропускание . . 138
5.1.5. Структура главы.................................................139
5.2. Фотоэмиссионные процессы..............................................140
5.2.1. Энергия выхода электронов.......................................140
5.2.2. Энергия выхода металлов и полупроводников.......................142
5.2.3. Пороговые характеристики различных фотоэмиссионных мате-
риалов и выбор материалов........................................144
5.3. Классические фотоэмиссионные поверхности..............................148
5.3.1. Сурьмяно-цезиевый фотокатод.....................................148
5.3.2. Фотокатод S-1 из (AgCsO)........................................150
5.4. Приборы с отрицательным сродством к электрону........................153
5.4.1. Введение. Преимущества структур с ОЭС..........................153
5.4.2. Физические основы работы фотокатодов с ОЭС......................154
5.4.3. GaAs с ОЭС......................................................156
5.4.4. Модель поверхности с ОЭС........................................159
5.4.5. Изготовление и оптимизация ОЭС-фотокатодов из GaAs, рабо-
тающих на отражение и на пропускание.............................161
5.4.6. Другие фотокатоды с ОЭС.........................................167
5.4.7. Кремний с ОЭС...................................................170
5.5. Фотоэмиссионные приборы. Фотоэлектронный умножитель . . . . 172
5.5.1. Введение........................................................172
5.5.2. Темновой ток фотокатода.........................................172
5.5.3. Электронный умножитель..........................................175
5.5.4. Спектральная характеристика чувствительности....................178
5.5.5. Специализированные методы анализа материалов с ОЭС . . 181
6. Приборы с переносом заряда для применения в ИК-приемниках изоб-
ражения .............................................................182
6.1. Введение..............................................................182
6.2. Приборы с зарядовой связью..............................186
6.2.1. Основные принципы работы.......................................186
6.2.2. Ограничения на предельные значения параметров .... 189
6.3. Временная задержка и накопление. Инфракрасные ПЗИ .... 199
6.4. Прямая инжекция. Гибридные матрицы и матрицы из примесного
кремния..............................................................202
6.5. Режим аккумуляции. Примесный кремний..................................206
6.6. Приборы с инжекцией заряда, чувствительные в ИК диапазоне . . 207
6.7. Выводы................................................................214
7. Нелинейный гетеродинный прием..............................215
7.1. Двухчастотный однофотонный гетеродинный прием.......................215
7.2. Двухчастотный многофотонный гетеродинный прием.......................218
7.2.1. Прямой многофотонный прием.............................218
7.2.2. Теория многофотонного смешения.............................220
324
7.2.3. Отношение сигнал-шум и минимально обнаружимое число
фотонов..........................................................224
7.2.4. Результаты экспериментов..................................226
7.2.5. Обсуждение................................................229
7.3. Трехчастотный однофотонный гетеродинный прием с использованием
нелинейного прибора .................................................. 230
7.3.1. Структурная схема системы..................................231
7.3.2. Применение. Радар, работающий в непрерывном режиме, с си-
нусоидальны м.и входными сигналами...............................235
7.3.3. Применение. Радар, работающий в непрерывном режиме, с гаус-
совскими входными сигналами (гауссовский спектр) . . . 242
7.3.4. Применение. Радар, работающий в непрерывном режиме, с гаус-
совскими входными сигналами (лоренцевский спектр) . . . 248
7.3.5. Применение. Аналоговые системы связи......................250
7.3.6. Различные варианты низкочастотных устройств...............251
7.3.7. Числовой пример. Лазерный радар на СОг....................254
7.3.8. Применение. Системы двоичной связи и радар, работающий в
импульсном режиме (вакуумный канал)..............................254
7.3.9. Применение. Системы двоичной связи и радар, работающий в
импульсном режиме (логарифмически-нормальный атмосферный
канал)...........................................................265
7.3.10. Обсуждение................................................269
7.4. Многочастотная однофотонная гетеродинная радиометрия для обна-
ружения удаленных объектов......................................271
7.4.1. Конфигурация для двух принимаемых частот...................271
7.4.2. и принимаемых частот и коэффициент k'.....................274
7.4.3. Отношение сигнал-шум и порог Pmin для двух гауссовских сиг-
налов ............................................................276
7.4.4. Числовой пример. Астрономическое излучение CN .... 277
7.4.5. Обсуждение.................................................279
8. Последние достижения в технологии приемников видимого и И К диа-
пазонов ...............................................................280
8.1. Тепловые приемники............................................. 281
8.1.1. Термоэлементы..............................................282
8.1.2. Болометры..................................................282
8.1.3. Ячейка Голея и аналогичные приемники.......................283
8.1.4. Пироэлектрические приемники................................284
8.1.5. Другие типы тепловых приемников............................285
8.1.6. Тепловые приемники в ИК-системах формирования изображения 286
8.2. Фотодиоды, фоторезисторы и лавинные фотодиоды...........287
8.2.1. Фотодиоды с собственным поглощением...............287
8.2.2. Фоторезисторы с собственным поглощением...........288
8.2.3. Фоторезисторы с примесной фотопроводимостью .... 288
8.2.4. Лавинные фотодиоды................................289
8.3. Фотоэмиссионные приемники...............................290
8.4. Приборы с переносом заряда для систем формирования изображения 291
8.4.1. Приборы формирования изображения на ПЗС для ближнего ИК
и видимого диапазонов.............................................292
8.4.2. Тепловизоры на основе ПЗС..................................293
8.5. Гетеродинные приемники...........................................295
8.6. Перспективы развития технологии приемников видимого и И К диа-
пазонов ...............................................................296
Список литературы ................................................... 298
Список работ, переведенных на русский язык, и работ советских авторов 321
РОБЕРТ ДЖ. КИЕС, ПАУЛЬ В. КРУЗЕ, ЭРНСТ Г. ПАТЛИ и др.
ФОТОПРИЕМНИКИ ВИДИМОГО И ИК ДИАПАЗОНОВ
Редактор С. Т. Симонова
Переплет художника В. Е. Карпова
Художественный редактор Т. В. Бусарова
Технический редактор Л. А. Горшкова
Корректор И. Г. Зыкова
ИБ № 594
Сдано в набор 06.08.84 Подписано в печать 15.10.84
Формат 60X90/16 Бумага писчая № 1 Гарнитура литературная Печать высокая
Усл. печ. л. 20,5 Уел. кр.-отт. 20,5 Уч.-изд. л. 23,05 Тираж 7000 экз. Изд. № 20572
Зак. № 74 Цена 1 р. 90 к.
Издательство «Радио и связь». 101000 Москва, Почтамт, а/я 693
Московская типография № 5 ВГО «Союзучетиздат»
101000 Москва, ул. Кирова, д. 40
УВАЖАЕМЫЕ ЧИТАТЕЛИ!
В 1985 г. в ИЗДАТЕЛЬСТВЕ
«РАДИО И СВЯЗЬ»
ВЫЙДУТ В СВЕТ СЛЕДУЮЩИЕ КНИГИ:
БИС и микроэлектронные устройства на слабо-
связанных сверхпроводниках/В. Н. Алфеев, П. А.
Бахтин, А. А. Васенков и др. 20 л., ил. 3 р. 20 к.
Рассматриваются физические принципы созда-
ния быстродействующих элементов интегральных
микросхем, криоэлектронных устройств вычисли-
тельной техники, схемотехнические и технологиче-
ские методы создания микросхем с джозефсонов-
•скими переходами. Обсуждаются методы получе-
ния субмикронных размеров элементов и БИС на
основе слабосвязанных сверхпроводников и про-
блемы создания больших вычислительных систем
на основе криоэлектронных БИС.
Для научных работников, специализирующихся
в области микроэлектроники.
Окснер Э. С. Мощные полевые транзисторы и их
применение: Пер. с англ. 19 л., ил. 1 р. 70 к.
Приведены основные сведения о мощных поле-
вых транзисторах, дано их сравнение с другими
мощными полупроводниковыми приборами. Рас-
смотрены различные типы мощных полевых тран-
зисторов, вопросы технологии их изготовления, ос-
новные характеристики, определение параметров.
Описано применение таких транзисторов в им-
пульсных источниках вторичного электропитания и
стабилизаторах, схемах электропривода, усилите-
лях мощности, цепях управления. Даны рекоменда-
ции по выбору мощных полевых транзисторов для
конкретных применений.
Для разработчиков электронных приборов, тех-
нологов и специалистов, связанных с применением
мощных транзисторов.
Сихарулидзе Д. Г., Чилая Г. С. Преобразователи
изображений в структурах типа МДП — электро
оптический материал. 8 л., ил. 40 к.
Рассматриваются физические принципы работы
оптоэлектронных структур и дается методика их
расчета. Описываются особенности создания опто-
электронных структур и приводятся результаты
экспериментальных исследований основных харак-
теристик. Обсуждаются области применения и во-
просы промышленной реализации.
Для инженерно-технических работников, свя-
занных с созданием и применением оптоэлектрон-
ных приборов и систем оптической обработки ин-
формации.
Таруи Я. Основы технологии СБИС: Пер. с япон.
36 л., ил. 2 р. 80 к.
В книге известного японского ученого рассмот-
рены методы электронно-лучевой, фото- и рентге-
новской литографии, применяемые при изготовле-
нии сверхбольших интегральных микросхем. Дана
классификация различных типов дефектов, методов
их диагностики и путей совершенствования приме-
няемых материалов. Рассмотрены методы получе-
ния тонких эпитаксиальных и окисных слоев, а
также методы их травления. Большое внимание
уделено контролю качества шаблонов и структур
сверхбольших интегральных микросхем, а также
процессам деградации структур.
Для инженерно-технических работников, зани-
мающихся проектированием и производством
сверхбольших интегральных микросхем.
328