红外探测器原理及技术.doc

红外探测器原理及技术1. 红外探测器特性参数1.1红外探测器分类红外探测器是一种辐射能转换器，重要用于将接受到的红外辐射能转换为便于测量或观测的电能、热能等其他形式的能量。根据能量转换方式，红外探测器可分为热探测器和光子探测器两大类。热探测器的工作机理是基于入射辐射的热效应引起探测器某一电特性的变化，而光子探测器是基于入射光子流与探测材料互相作用产生的光电效应，具体表现为探测器响应元自由载流子（即电子和/或空穴）数目的变化。由于这种变化是由入射光子数的变化引起的，光子探测器的响应正比于吸取的光子数。而热探测器的响应正比于所吸取的能量。热探测器的换能过程涉及：热阻效应、热伏效应、热气动效应和热释电效应。光子探测器的换能过程涉及：光生伏特效应、光电导效应、光电磁效应和光发射效应。各种光子探测器、热探测器的作用机理虽然各有不同，但其基本特性都可用等效噪声功率或探测率、响应率、光谱响应、响应时间等参数描述。1.2等效噪声功率和探测率我们将探测器输出信号等于探测器噪声时，入射到探测器上的辐射功率定义为等效噪声功率，单位为瓦。由于信噪比为1时功率测量不太方便，可以在高信号电平下测量，再根据下式计算： （1-1）其中：H：辐照度，单位W/cm2；：探测器光敏面面积，单位cm2；：信号电压基波的均方根值，单位V；：噪声电压均方根值，单位V。由于探测器响应与辐射的调制频率有关，测量等效噪声功率时，黑体辐射源发出的辐射经调制盘调制后，照射到探测器光敏面上，辐射强度按固定频率作正弦变化。探测器输出信号滤除高次谐波后，用均方根电压表测量基波的有效值。必须指出：等效噪声功率可以反映探测器的探测能力，但不等于系统无法探测到强度弱于等效噪声功率的辐射信号。假如采用相关接受技术，即使入射功率小于等效噪声功率，由于信号是相关的，噪声是不相关的，也是可以将信号检测出来的，但是这种检测是以增长检测时间为代价的。此外，强度等于等效噪声功率的辐射信号，系统并不能可靠的探测到。在设计系统时通常规定最小可探测功率数倍于等效噪声功率，以保证探测系统有较高的探测概率和较低的虚警率。辐射测量系统由于有较高的测量精度规定，对弱信号也规定有一定的信噪比。等效噪声功率被用来度量探测器的探测能力，但是等效噪声功率最小的探测器的探测能力却是最佳的，很多人不习惯这样的表达方法。Jones建议用等效噪声功率的倒数表达探测能力，称为探测率，这样较好的探测器有较高的探测率。因此，探测率可表达为： (1-2)探测器的探测率与测量条件有关，涉及：入射辐射波长；探测器温度；调制频率；探测器偏流；探测器面积；测量探测器噪声电路的带宽；光学视场外热背景。为了对不同测试条件下测得的探测率进行比较，应尽量将测试条件标准化。采用的做法是：辐射波长、探测器温度由于探测率和波长之间、探测率和探测器温度之间在理论上无明显关系，波长和制冷温度只能在测量条件中加以说明。探测器偏流：一般调到使探测率最大。探测器面积和测量电路带宽广泛的理论和研究表白，有理由假定探测器输出的信噪比与探测器面积的平方根成正比，即认为探测率与探测器面积的平方根成反比。探测器输出噪声包含各种频率成分，显然，噪声电压是测量电路带宽的函数。由于探测器总噪声功率谱在中频段较为平坦，可认为测得的噪声电压只与测量电路带宽的平方根成正比即探测率与测量电路带宽的平方根成反比。可定义： （1-3）单位：D*的物理意义可理解为1瓦辐射功率入射到光敏面积1cm2的探测器上，并用带宽为1HZ电路测量所得的信噪比。D*是归一化的探测率，成为比探测率，读作D星。用D*来比较两个探测器的优劣，可避免探测器面积或测量带宽不同对测量结果的影响。比探测率和前面介绍的探测率定义上是有区别的，但由于探测率未对面积、带宽归一化，的确没有多大实用意义，一般文献报告中都不把D*称之为“比探测率”，而是称为“探测率”，这只是一种约定俗成的做法。1.3单色探测率和D*1.黑体探测率和单色探测率测量D*是如采用黑体辐射源，测得的D*称为黑体D*，有时写作D*bb。为了进一步明确测量条件，黑体D*后面括号中要注明黑体温度和调制频率。如D*bb (500K,800)表达是对500K黑体，调制频率为800Hz所测得的D*值。测量时如用单色辐射源，测得的探测率为单色探测率，写作D*。2. D*背景辐射对红外探测器至关重要，为了减少光学视场外热背景（如腔体）无规则辐射在探测器上产生的噪声，往往在探测器我加一个冷屏。从探测器中心向冷屏孔的张角叫探测器视角。设立冷屏能有效地减少背景光子通量，增长探测率。但是这并不意味探测器自身性能的提高，而是探测器视角的减小。而视角减小将影响光学系统的聚光能力。可定义D*，对探测器视角进行归一化解决。 （1-4）单位式中：为探测器通过冷屏套所观测到的立体角，是半球立体角。未加冷屏时，探测器在整个半球接受光子，=，D*=D*。D双星事实上是将测得的探测率折算为半球背景下的探测率，这样可真实反映探测器自身的探测性能。D*对红外探测器研制者有指导意义，在工程中不常使用。制造商提供的红外探测器的探测率通常是指含冷屏的探测器组件的探测率。使用者只需注意探测器的视角是否会限制和光学系统的孔径角，以及冷屏的屏蔽效率。1.4 背景噪声对探测率的限制光子探测器和热探测器比探测率的最终极限将受背景噪声的限制。对于光电导型探测器，D*的理论极大值为： （1-5）式中：h为普朗克常数，c为光速，为波长（微米），为量子效率，为入射到探测器上的半球背景光子辐射发射量。对于光伏探测器，由于没有复合噪声，上式应乘，即 （1-6）光子探测器已有不少接近背景限。对于热探测器，背景辐射的起伏将引起探测器温度的起伏，并且探测器自身辐射也将引起记录性温度起伏。假如信号辐射引起的温度变化低于这两种起伏，就探测不到信号辐射。温度起伏也是一种噪声，受温度噪声限制的热探测器的等效噪声功率为： （1-7）式中：G为响应元与周边环境的热导。在300K时，如相应元面积为1mm2，带宽1Hz，D*极限值为：D*=1.811010cmHz1/2W-1目前，热敏电阻探测器由于受1/f噪声和电阻热噪声的限制，其探测率与极限值尚差两个数量级。但是对热释电探测器来说，由于它不是电阻型器件而是可以看作电容性器件，不受热噪声限制，电流噪声也较小，因此它的探测率与极限值相差已不到一个数量级。1.5 响应率响应率等于单位辐射功率入射到探测器上产生的信号输出。响应率一般以电压形式表达。对以电流方式输出的探测器，如输出短路电流的光伏探测器，也可用电流形式表达。电压响应率，单位为V/W。电流响应率，单位为I/W。由于测量响应率是不管噪声大小的，可不注明只与噪声有关的电路带宽。响应率与探测器的响应速度有关，光子探测器的频率响应特性如同一个低通滤波器，在低频段响应较为平坦，超过转角频率后响应明显下降。一般均在低频下测量响应率，以消除调制频率的影响。表面上看，只要探测率足够高，探测器输出有足够的信噪比，信号较弱时可以用电路放大的方法填补的。事实上响应率过低，就必须提高前置放大器的放大倍率，高倍率的前置放大器会引入更多噪声，如选用探测率较低但响应率高的探测器，系统的探测性能也许更好一些。因此，对系统设计者来说，探测器的响应率和探测率是同样值得关注的。1.6 光谱响应探测器的光谱响应是指探测器受不同波长的光照射时，其R、D*随波长变化的情况。设照射的是波长为的单色光，测得的R、D*可用、表达，称为单色响应率和单色比探测率，或称为光谱响应率和光谱比探测率。假如在某一波长处，响应率、探测器达成峰值，则称为峰值波长，而、分别称为峰值响应率和峰值比探测率。此时的D*可记作，注明的是峰值波长和调制频率，而黑体比探测率注明黑体温度和调制频率。如以横坐标表达波长，纵坐标为光谱响应率，则光谱响应曲线表达每单位波长间隔内恒定辐射功率产生的信号电压。有时纵坐标也可表达为对峰值响应归一化的相对响应。光子探测器和热探测器的光谱响应曲线是不同的，抱负情况如图所示。热探测器的响应只与吸取的辐射功率有关，而与波长无关，由于其温度的变化只取决于吸取的能量。对于光子探测器，仅当入射光子的能量大于某一极小值时才干产生光电效应。也就是说，探测器仅对波长小于，或者频率大于的光子才有响应。光子探测器的光谱响应正比于入射的光子数，由于光子能量与波长成正比，在单位波长间隔内辐射功率不变的前提下，入射光子数同样与波长成正比。因此，光子探测器的响应随波长线性上升，然后到某一截止波长忽然下降为零。抱负情况下，光子探测器的光谱比探测率可写成：当 当 =0抱负情况下，截止波长即峰值波长。实际曲线稍有偏离。例如光子探测器实际光谱响应在峰值波长附近迅速下降，一般将响应下降到峰值响应的50%处的波长成为截止波长。系统的工作波段通常是根据目的辐射光谱特性和应用需求而设定的，则选用的探测器就应当在此波段中有较高的光谱响应。由于光子探测器响应截止的斜率很陡，不少探测器的窗口并不镀成带通滤光片，而是镀成前截止滤光片，可起到克制背景的效果。1.7 响应时间当一定功率的辐射忽然照射到探测器上时，探测器输出信号要通过一定期间才干上升到与这一辐射功率相相应的稳定值。当辐射忽然去除时，输出信号也要通过一定期间才干下降到辐照之前的值。这种上升或下降所需的时间叫探测器的响应时间，或时间常数。响应时间直接反映探测器的频率响应特性，其低通频响特性可表达为： （1-8）式中：为调制频率为f时的响应率，为调制频率为0时的响应率，为探测器响应时间。当f远小于，响应率就与频率无关，f远大于时，响应率和频率成反比。系统设计时，应保证探测器在系统带宽范围内响应率与频率无关。由于光子探测器的时间常数可达数十纳秒至微秒，所以在一个很宽的频率范围内，频率响应是平坦的。热探测器的时间常数较大，如热敏电阻为毫秒至数十毫秒，因此频率响应平坦的范围仅几十赫兹而已。在设计光机扫描型系统时，探测器的时间常数应当选择的比探测器在瞬时视场上的驻留时间短，否则探测器的响应速度将跟不上扫描速度。当对突发的辐射信号进行检测时，则应根据入射辐射的时频特性，选择响应速度较快的探测器。如激光功率计在检测连续波激光时，探头的探测器可以用响应较慢的热电堆，检测脉冲激光时则必须用响应速度较快的热释电探测器，假如激光脉宽很窄，需要用光子探测器检测。2. 光子探测器2.1 光电效应概述光子探测器是最有用的红外探测器，它的工作机理是光子与探测器材料直接作用，产生内光电效应。因此，光子探测器的探测率一般比热探测器要大1到2个数量级，其响应时间为微秒或纳秒级。光子探测器的光谱响应特性与热探测器完全不同，通常需要制冷至较低温度才干正常工作。按照普朗克的量子理论，辐射能量是以微粒形式存在的，这种微粒称为光子或量子。一个光子的能量是：当入射光子与金属中的电子碰撞时，则将能量传递给电子。假如电子获得光子所有能量，则光子不复存在。假如电子获得的能量达成足以使其穿过表面的势垒，就能从表面逸出。这一效应称为外光电效应或光电子发射效应。电子逸出所需做的功与材料特性有关。由于光子能量随频率而变，故存在一个长波限，或称之为截止波长。超过截止波长的光子的能量均低于逸出功，局限性以产生自表面逸出的自由电子。因此，光发射探测器的响应只能延伸到近红外的一个小范围。波长大于1.2的光子的能量虽然局限性产生电子发射，但存在内光电效应。光子传递的能量使电子从非导电状态变为导电状态，从而产生了载流子。载流子的类型取决于材料的特性。这些材料几乎都是半导体。假如材料是本征的，即纯净的半导体，一个光子产生一个电子空穴对，它们分别是正、负电荷的携带者。假如材料是非本征，即掺杂的半导体，光子则产生单一符号的载流子，或为正，或为负，不会同时产生两种载流子。假如在探测器上加电场，则流过探测器的电流将随载流子数量的变化而变化，称为光电导效应。假如光子在p-n结附近产生空穴-电子对，结间的电场就使两类载流子分开，而产生光电压，称为光生伏打效应。光生伏打型的探测器不需要外加偏压，由于p-n已提供了偏压。当电子-空穴对在半导体表面附近形成时，他们力图向深处扩展，以重新建立电中性。假如在这一过程中加上强磁场，就使两种载流子分开而产生光电压，称为光电磁效应。2.2 固体能带理论固体能带理论是表达固体中电子能量分布方式的一种简便方法，扼要介绍一下这一理论，可有助于理解探测器内部产生的光电效应。在简朴的波尔原子模型中，绕原子核旋转的电子被限制在分离的能级上，它们各有各的轨道直径。除非原子被激发，电子都占据着较低的能级。固体的原子靠得很近，由于量子力学的结果，单个院子的分离能级扩展成近于连续的能带，这些能带被电子的禁带所隔离。最低的能带是完全充满的，称为阶带。下一个较高的能带，不管是占据或未占据有电子，都称为导带。只有导带中的电子对材料的电导率才有奉献。导电体、绝缘体和半导体有不同的能带结构。导电体的明显标志是导带没有被电子所有占据。绝缘体的电子刚好占据了阶带中的所有能级，导带是空的，禁带很宽，阶电子不也许获得足够的能量升到导带中去。从电特性看，半导体的导电率介于绝缘体和金属之间。纯净的本征半导体的禁带相对窄一些，仅有几分之一电子伏特，而绝缘体的禁带是3电子伏特或更大些。因此，即使在室温下，半导体的一些阶电子也能获得足够的能量，越过禁带而到达导带。这些电子本来占据的位置成了正电荷，称为空穴。存在电场或磁场时，空穴像电子同样流过材料，然而两者流动的方向相反。在纯净半导体中，一个电子被激发到导带，则产生电子空穴对载流子，两者奉献各自的电导率。本征半导体材料有锗单晶、硅单晶以及按化学计算比例构成的化合物。典型的光伏型本征探测器有Si, Ge, GaAs, InSb, InGaAs和HgCdTe（MCT）等，光伏型本征探测器有PbS、PbSe和MCT。截止波长再长的探测器，规定材料的禁带宽度比本征半导体还要小。减小禁带宽度的一般方法，是在纯净半导体中加入少量的其它杂质，称为掺杂，所得材料称为非本征半导体。在非本征材料中，只有一种载流子提供导电率，n型材料的载流子是电子，而p型的是空穴。许多红外探测器都用锗、硅作为非本征材料的主体材料，可表达为SiX、GeX。锗、硅原子有4个阶电子，它们和4个周边的电子构成共价键。假如把3个价电子的杂质原子掺到锗中，则产生一个过剩的空穴。由于杂质能级恰好靠近主体材料价带的顶部，所以，电子从价带跃迁到杂质空穴，只需要很小的能量。留在价带中的空穴成为载流子，材料则是p型的。与此类似，假如掺入有5个或更多价电子的杂质，掺杂后称为n型材料。n型、p型材料原则上都可以用来制作红外探测器，通常用的还是p型材料，掺入的杂质有錋、砷、镓、锌等。2.3 光导探测器光电导探测器的机理是探测器吸取了入射的红外光子，产生自由载流子，进而改变了敏感元件的电导率。可以对光导探测器加一个恒定的偏流，检测电导率的变化。敏感元件的电阻可表达为： （2-1）式中：为长度，为敏感元面积，为电导率。光导探测器响应率正比于光照后电导率的相对变化，而后者又可表达为： （2-2）式中：为量子效率，为自由载流子寿命，为迁移率，e是电子电荷量，d为探测器厚度。从式中可以看出，高响应率规定探测器有较高的量子效率，自由载流子寿命长，迁移率高，厚度应最小。自由载流子寿命取决于复合过程，在一定限度上可由材料配方和杂质含量来控制。自由载流子寿命是一个极其重要的参数，除影响响应率外，还影响探测器的时间常数。高响应率还规定探测器在无光子辐照时有较低的电导率，即将非光子效应产生的载流子数减少到最小。对长波响应的探测器材料，必须有小的禁带宽度，但禁带宽度小，在室温下，无光照就会产生大量热激发载流子，只能通过制冷探测器来解决。一般来讲，假如不制冷的话，大多数光电导探测器的响应波段不会超过3微米。响应波段在3到8微米的，规定中档制冷（77K）。响应超过8微米的，规定制冷到绝对温度几度。当光导探测器面积一定期，高响应率需要高的量子效率，以便尽也许运用所有入射光子，可在敏感元后面设反射器或敏感元表面镀增透膜。光导器件前放的典型电路如图5。光导探测器的输出阻抗较低，规定毫安级的恒流偏置，实际做法是用恒压源经一个串联的负载电阻产生所需的偏流。负载电阻阻值应远大于探测器内阻，电压源规定低纹波，避免引入噪声。探测器输出通过电容耦合到前置放大器，由于前放输入通常为毫伏级的弱信号，前放放大倍数高达数千倍，前放应有较低的噪音系数，设计中一般规定前放的等效输入电压噪声为探测器的1/10，即认为此时可忽略放大器自身噪声的影响。前放输入阻抗与探测器输出是否匹配对放大器的噪音系数影响很大，是设计中必须考虑的因素。2.4 光伏探测器光伏探测器是运用光生伏打效应。在光伏过程中，半导体内部或半导体表面存在一个p-n结。入射光子产生电子空穴对，然后被结上的电场分开，在探测器输出开路情况下可形成光电压。如将探测器输出短路，可产生短路电流。光伏探测器受到辐照后，其伏安特性曲线将会下移。设信号的辐射通量为，则光电流为： （2-3）式中：为量子效率，e为电子电荷量。使用时可选择合适的工作点。一般说来，光伏探测器工作于短路状态时，即零偏压状态，能产生最佳信噪比。有时也对光伏探测器加适当的反向偏置。加反向偏置能增长耗尽层的厚度，从而减小时间常数，探测器有较好的高频特性。探测器开路状态时，后接放大器应有较高的输入阻抗，可对光伏器件输出开路电压VO进行电压放大。如光伏探测器工作于短路状态，输出短路电流ISC，后接放大器的输入阻抗应很低，可采用如图8所示的电流-电压放大电路。光伏探测器在理论上能达成的最大探测率比光电导探测器大40%。此外，光伏探测器能零偏置工作，由于是高阻抗器件，即使加反向偏置，偏执功耗也很低。与同样为高阻抗的CMOS读出电路也容易匹配。因此，红外焦平面探测器至今均是光伏型的。光伏器件既可用于辐射探测，也可用作能量转换。如太阳电池或光电池就是在不加偏置电压条件下工作的，其工作点在伏安曲线的第四象限，工作机理也是光生伏打效应，只是器件结构更注重能量的转换效率而已。2.5 光电磁探测器光电磁探测器由本征半导体材料薄片和稀土永久磁铁组成，入射光子产生的电子空穴对被外加磁场合分开，它不需要电偏置。这类探测器不需制冷，可响应到7微米。重要特点是时间常数很小，可小于1ns。由于光电磁探测器的探测率比光导和光伏型的低得多，一般很少使用。2.6 光发射探测器光发射探测器通常是指能产生外光电效应的器件，这类探测器在可见、短波红外有很高的灵敏度，响应波长可达1.5微米。光电倍增管就是一种运用光电发射效应的探测器，可用于弱光（光照度10-210-6Lx）、薄弱光（光照度小于10-6Lx）的检测，具有高响应速度，高灵敏度等特点。光电倍增管由光电阴极、阳极和819级倍增极组成。入射光子为光电阴极材料表面所吸取后，有自由电子从表面逸出。发射的电子加速打到另一个电极上，在电极上每一个电子会产生许多二次电子。这些电子又依次加速打到第三电极，并多次反复这一过程，得到很高的内部放大增益。硅化铂（PtSi）探测器也是一种光发射探测器，与光电倍增管不同，金属铂吸取光子后，将载流子发射到半导体材料中。2.7 量子阱探测器量子阱红外光子探测器（QWIP）是由非常薄的GaAs和AlxGal-xAs晶体层交叠而成的，在内部形成多个量子阱。采用分子束外延技术可将GaAs、AlxGal-xAs晶体层的厚度控制到几分之一的分子层的精度。GaAs材料的带隙为1.35电子伏特，通常不能制造波长大于0.92微米的探测器。但量子阱内电子可处在基态或初激发态，即处在两种子能带，子能带之间的带隙较小。在光子激发下，电子由基态跃迁到初激发态。器件的结构参数可保证受激载流子能从势阱顶部逸出。并在电场的作用下，被视为光电流。QWIP响应的峰值波长是由量子阱的基态和激发态的能级差决定的，它的光谱响应与本征红外探测器不同，QWIP的光谱响应峰较窄、较陡。但它的峰值波长、截止波长可以灵活、连续的剪裁，在同一块芯片上制造出双色、多色的成像面阵。与其他光子探测器相比，QWIP独特之处一方面在于它的响应特性可通过制造抱负的束缚能级的方法来修正。改变晶体层的厚度可改变量子阱的宽度，改变AIGaAs合金中Al的分子比，可改变势阱高度，从而在较大范围内调整子能带之间的带隙，探测器就可以响应3到20微米的辐射。再次，它获得真正的“无噪声”固态光电倍增效应。由于QWIP采用了GaAs生长和解决的成熟技术，可以制作成大规模的成像面阵。“量身定制”的量子阱阵列完全可以做到：每个探测器具有规定的峰值响应，并且阵列中的每一个探测器可以和一个独立的光电倍增管相连。这样的阵列就仿佛是一个大数目的光电倍增管，不同的是它有高的量子效率，可以工作在较长波长，并有较小的结构尺寸和较低的功耗。量子阱探测器的缺陷是光谱响应峰较窄，因此，研制宽波段的红外大规模面阵是发展趋势，如814微米、100万像素的量子阱成像面阵。可以预见，届时红外相机和可见光CMOS相继的差距将大大缩小。3. 热探测器3.1 热电效应热探测器也统称为能量探测器，其原理是运用辐射的热效应，通过热电变换来探测辐射。入射到探测器光敏面的辐射被吸取后，引起响应元的温度升高，响应元材料的某一物理量随之而发生变化。运用不同物理效应可设计出不同类型的热探测器，其中最常用的有电阻温度效应（热敏电阻）、温差效应（热电偶、热电堆）和热释电效应。由于各种热探测器都是现将辐射转化为热并产生温升，而这一过程通常很慢，热探测器的时间常数要比光子探测器大得多。热探测器性能也不像光子探测器那样有些已接近背景极限。即使在低频下，它的探测率要比室温背景极限值低一个数量级，高频下的差别就更大了。因此，热探测器不合用于快速、高灵敏度的探测。热探测器的最大优点是光谱响应范围较宽且较平坦。3.2 热敏电阻严格来说，运用辐射热效应而引起电阻变化的热探测器应称之为测热辐射计（Bolometer），俗称热敏电阻。当用桥式测量电路时，两个热敏电阻具有相同的温度特性，分别测量和补偿。当环境温度变化时，不会破坏电桥的平衡。用较为简朴的测量电路时，只有热敏电阻电压的变化量才干通过耦合电容传递给信号放大电路。当照射到热敏电阻的辐射发生变化时，引起温度变化有一个时间延迟，此延迟取决于热敏电阻内部的热学结构。用热平衡方程可表达为： （3-1）式中：为入射辐射功率增量，单位W；为探测元温度增量，单位K；为探测元有效热导，单位WK-1；C为探测元热容，单位JK-1。公式的物理意义是：入射的辐射功率一部分通过传导和辐射方式耗散，具体取决于探测元的热导。另一部分以蓄热方式储存起来，该部分取决于探测元的热容。如入射辐射按正弦变化：该微分方程的稳定解为： （3-2）响应元电阻变化为： （3-3）式中：响应元电阻；温度系数；响应元比辐射率（即吸取率），即热容与有效热导之比，即热时间常数，单位为秒。公式清楚地表白：要减小热时间常数，响应元应有较小的热容和较大的热导（或较小的热阻）。但是，热导大即热阻小，意味着同样的入射辐射功率产生较小的温升，就会影响响应率。因此，热敏电阻响应元通常具有薄片状结构，以增大接受面积和减小热容量。用热特性不同的基片，热敏电阻的时间常数可为1毫秒至50毫秒。热敏电阻通常由高温度系数的金属氧化物烧结而成，由于材料自身吸取不是很好，制作时必须黑化。热敏电阻噪声重要是1/f噪声和热噪声。对于有最佳信噪比的大偏置电流的情况，重要是1/f噪声。偏置电流足够小时，热噪声其重要作用。此时，热敏电阻的噪声谱是平的，仅依赖于响应元的电阻和温度。3.3 热电偶和热电堆当加热两种不同材料的接点处时，将在开路的两端产生电压，这就是热伏效应。这个接点就称为热电偶，由一个以上热电偶组成的响应单元叫热电堆。热电偶材料组合有铋-银、铜-康铜等，两种不同的金属丝连接成热接点J1，固定在黑化的接受器上，接受器即响应元。冷接点J2保持基准温度。当响应元温度从上升届时，热接点J1也上升到同样温度，建立的开路热电电动势为： （3-4）其中，为两种材料的热电率，为接受器的比辐射率，为热接点和响应元热阻之和。开路情况下，对恒定的入射辐射的响应率为： （3-5）为达成高响应率，响应元应有高吸取率，热电偶材料应有高热电率，并选用高热阻材料。相应交流入射功率的响应率为： （3-6）式中为时间常数，要减少响应时间必须减小热容或减小热阻，热阻过小温升也小，响应率会减少。所有热探测器响应率和响应速度都受到热结构的限制，其时间常数有时候就直接称为热时间常数。热电堆的时间常数一般在几十毫秒。除双金属结点处会产生热伏效应外，假如用两块N型和P型的半导体作电偶对也会产生十分显著的温差效应，称为Peltier效应。Peltier效应有可逆性：假如把两种导体连接成电偶对，当有直流电通过电偶对时，将在电偶对的两端产生温差。改变电流的方向，可产生加热效应或制冷响应。反之，则会产生热伏效应。以半导体的Peltier效应是不显著的，用两块N型和P型的半导体制作电偶对的效应就比较显著。用半导体热电堆测量辐射功率的仪器称为卡路里计，其原理是将吸取的热流转换为可测量的电流。3.4 热释电探测器凡是有自发极化的晶体，其表面会出现面束缚电荷。而这些面束缚电荷平时被晶体内部和外部来的自由电荷所中和，因此在常态下呈中性。假如交变的辐射照射在光敏元上，则光敏元的温度、晶片的自发极化强度以及由此引起的面束缚电荷的密度均以同样频率发生周期性变化。假如面束缚电荷变化较快，自由电荷来不及中和，在垂直于自发极化矢量的两个端面会出现交变的端电压。与所有热探测器同样，热释电探测器的工作原理可以用三个过程来描述：辐射热为吸取过程，热温度为加热过程，温度电则为测温过程。加热过程与热敏电阻、热电偶是类似的。根据热平衡方程，对周期变化的红外辐射响应元温升为： （3-7）式中：正弦变化辐射功率峰值；响应元比辐射率；G响应元热导，单位WK-1；即热容与有效热导之比，即热时间常数，单位为秒。热释电探测器是一个电容性的低噪声器件，等效电路可表达为：热释电电流与辐射角频率、响应元面积、温升成正比，可表达为： （3-8）式中 P称为热电系数。信号电压 （3-9）式中：、分别为探测器和前放等效输入电阻、等效电容；为电时间常数。将温升结果代入 （3-10）响应率、辐射角频率、热时间常数、电时间常数对热释电器件响应率的影响可归纳为： 响应率为零，随角频率增长而增长； 响应率为常数； 响应率与角频率成反比。热释电材料有单晶、陶瓷、薄膜等种类。单晶热释电晶体的热释电系数高，介质损耗小，至今性能最佳的热释电探测器大多选用单晶制作。如TGS、LATGS、LiTaO3等。陶瓷热释电晶体成本较低，响应较慢。如入侵报警用PZT陶瓷探测器工作频率0.25Hz。薄膜热释电材料可以用溅射法、液相外延法等方法制备。有些薄膜的自发极化取向率已接近单晶水平。由于薄膜一般可以做得很薄，因而对于制作高性能的热释电探测器十分有利。热释电探测器光谱响应范围较宽，可以非制冷工作，已广泛用于辐射测量。由于探测器性能均匀，功耗低，成像型的热释电面阵有很好的应用背景。4. 商用红外探测器4.1 红外探测器发展历史20世纪40年代后期到50年代，为提高红外探测器的灵敏度和响应速度，光子探测器得到迅速发展。PbS是第一种实用的红外探测器，可响应至3微米，PbS在二次大战期间在德国发展起来的，并在战争中得到多种应用。20世纪40年代后期到50年代，发展了多种红外探测器材料，例如运用35微米大气窗口的PbSe、PbTe和InSb材料，他们响应波长都超过了PbS。同时出现了响应在814微米大气窗口和1430微米的长拨大气窗口非本征锗器件。50年代末，初次提出-、-、-族半导体合金的概念，如英国人提出的HgCdTe半导体合金。这种合金允许调整与光谱响应所相应的半导体禁带宽度，以满足不同响应波长的需要，是至今应用最广泛的材料。60年代初，由于光刻技术的应用，产生了第一个非本征锗掺汞长波线列，并应用于红外前视系统。60年代末和70年代初，发展了第一代HgCdTe光导探测器线列。这类探测器允许长波红外前视系统只采用一个单级制冷机，工作温度为80K。这就使系统结构更为紧凑、轻便，功耗也大幅下降。用于战术应用的光导HgCdTe线列大批生产了十数年。在此期间得到发展的尚有非本征硅器件和运用硅工艺的中波PtSi器件。第一代探测器线列的每一个探测元都有一根独立的信号引线引至室温工作的前置放大器，由于引线必须通过真空杜瓦瓶壁，结构限制了第一代线列的元数必须小于200.英国发明的SPRITE器件，将普通的光导HgCdTe技术和信号的时间延迟积分（TDI）糅合在单个延长的探测元上。尽管只是10元左右的线列，它提供了一代半的技术。60年代后期，由于硅CCD的发明，使得带焦平面信号读出的第二代探测器阵列的设想成为现实。这种读出结构能多路传输大阵列器件的信号，但是实行时对探测器有阻抗规定。只有InSb、PtSi和HgCdTe那样的光伏型探测器和PbSe、PbS之类高阻抗光导器件才干提供与多路传输器的场效应管输入级互联的合适阻抗。由于光导HgCdTe是低阻抗器件，偏置功耗也较大，所以并不适合制成大阵列。因此，70年代后期，甚至整个80年代，HgCdTe技术几乎集中在光伏器件的发展。作为第二代红外探测器标志的二维大阵列有两大类：一类是具有TDI功能的线列结构，用于扫描成像；另一类是面阵结构，用于凝视成像系统。表1 常见商用光子探测器和热探测器光子探测器热探测器本征，PVMCT热敏V2O5Si，Ge多晶SiGeInGaAs多晶SiInSb，InAsSbAmorph Si本征，PCMCT热电堆Bi/SbPbS，PbSe热释电Lithium Tantalite (LiTa)非本征SiXLead Zirconium Titanite (PbZT)光发射PtSiBarium Strontium Titanite (BST)量子阱GaAs/AlGaAs热容Bimetals自CCD发明到带读出电路的红外焦平面探测器的成熟，经历了近2023时间。现在，光子探测器如PbS、PbTe、PtSi和光伏HgCdTe器件均可制成大阵列，并已商品化。热探测器，如非晶硅热敏器件和热释电器件也已做成商品面阵。尽管探测率不如光子探测器，这种面阵可在室温下工作，只需用一级热电制冷稳定芯片温度和防止热串扰。室温热探测器面阵功耗小，价格低廉，应用十分广泛。现在，红外传感技术正处在从第一代器件向第二代器件转化的时期。红外焦平面器件功能目前只包含了信号读出。可以预计，红外焦平面技术发展趋势能将红外成像传感器和神经网络信息解决器相结合，具有类似动物眼睛作用的新功能。4.2 商用探测器性能概述商用光子探测器和热探测器常见的如表1所示：几种典型红外光子探测器探测率的光谱特性曲线如图20所示。使用者不仅要注意探测器的探测率和光谱响应范围，还应注意：光子探测器的光谱响应截止波长越长，探测器工作温度越低。不同工作温度下一些可制成阵列的探测器材料的光谱截止波长如表2：表2 一些探测器材料的光谱截止波长工作温度（K）300190801.560制冷方式室温四级热电，氟利昂13，干冰液氮，焦汤制冷，单级机械制冷二级、三级机械制冷，液氖，液氢或液氦PbS3.03.33.6-PbSe4.45.46.5-InSb7.06.15.55.0PtSi-4.8-光伏HgCdTe13153121016光导HgCdTe1113115251225非本征硅-832非本征锗-72004.3 典型光子探测器的性能特点（1）HgCdTeHgCdTe材料具有较宽的光谱覆盖范围，其光谱适应性直接与它能生长的合金组分范围有关，这样可对某特定波长的响应最优化。光伏HgCdTe器件的波长一般小于12m，对于35m中波红外应用、可在175220K温度下工作。这样可以采用热电制冷。对于短波红外应用，可以在更高温度下工作，甚至室温或室温以上。光伏HgCdTe量子效率较高，不加抗反射镀层的量子效率已超过65%。已做出的光伏HgCdTe阵列有线列（240、288、480和960元），带有TDI功能的二维扫描阵列和二维凝视阵列（从3232元到480640元）。光伏HgCdTe器件采用液相外延材料，器件表面镀抗反射膜。器件采用直接混成或间接混成结构，即用铟柱实现探测器与读出电路直接或间接软金属互连。光伏HgCdTe阵列技术上日趋成熟，已形成较完整的产品系列。光导HgCdTe器件在80K下可将响应延伸到25m，但是，探测率还不能像80K工作的短波器件那样达成背景限。在过去2023中，光导器件的增益得到大幅度提高。提高增益有助于减小偏置功率和提高噪声电平。这样在成像系统的电路中，前置放大器的噪声就不再是一个关键的因素。提高增益的另一个好处是大大减少了1/f噪声。一般光导HgCdTe器件1/f噪声的拐点通常在1000Hz，而在高增益情况下，1/f噪声的拐点只有几百赫兹，甚至更低。目前光导HgCdTe器件仅限于线列，每个探测元的信号都通过杜瓦瓶连接到前放或多路开关，采用焦平面多路传输技术解决光导探测器低阻抗问题的研究至今没有结果。（2）PtSiPtSi探测器件阵列是目前可使用的最大红外图像传感器，已生产的产品方形结构最大面阵可达10241024元，矩形结构最大480640元。尚有带16行或4行TDI功能的2048元和4096元长线列器件。PtSi探测器阵列除铟柱互联的混成结构外，尚有将信号解决电路做在探测器/读出芯片四周的单片结构。PtSi探测器可以做成大阵列，响应均匀性好，成品率也高，许多PtSi热像仪现已商售。PtSi的光谱响应或量子效率随波长成指数衰减，在45m光谱区，PtSi器件的量子效率是很低的，通常为0.1%1%。因此，PtSi不适合在低背景应用场合。（3）InSb光伏InSb是在80K下中波波段性能最佳的一种探测器。InSb材料是高度均匀的材料，再与平面注入工艺相结合能使阵列响应率的均匀性最佳。现已有多种扫描和凝视用InSb阵列产品。温度增长，InSb的光谱响应应向长波方向移动。但随着工作温度的提高，InSb器件的热噪声迅速增长。尽管如此，在高背景下，工作温度声道145K还是可行的。InSb器件对卫星应用是十分有效的，由于在卫星上依靠辐射制冷。（4）非本征硅探测