对微电压进行整流的绝对值输出电路及原理分析
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对微电压进行整流的绝对值输出电路及原理分析
电路的功能本文引用地址：本电路不管输入信号的极性，只以单一极性输出其幅值，也可称作全波整流电路。电路是理想二极管电路的应用实例一，可以对微小电压进行准确的整流，所以能够在动态范围很大的整流电路中应用。它的缺点是因为要利用OP放大器的反馈，频率越高，精度越差。电路工作原理OP放大器A1起到负输出理想二极管电路的作用，A2为2：1比率的加法器（R2=2R4），当正半周输入时，A1输出为被倒相的EI1与B1反相相加后的输出EO=-（E1-2EI）=+EIO因为R3：R4=2：1，所以-2EI可看作等效的2倍输入电压，负半周输入时，A1的输出被断开，EO=-（-E1+0）=+EI，输入信号被原样通过。本电路利用了反馈，受OP放大器开环特性的限制，如果用于高频电路，必须选用在高频时有较大增益的OP放大器。R1、R3决定输入电阻的阻值，用于低频时，R1、R3的阻值可取150K，此电路R1和R2的比值只要为1：1即可，不一定非取15K。R3和R4的比为2：1，E24系列的电阻只能选用15K和7.5K搭配作用。如果要选其他阻值，R4可用两个阻值与R3相同的电阻并联。R5用来确定放大倍数，通常取A=R5/R3=1，但也可以使A&1。电容器C1在进行全波整流时起到平滑电容的作用，要平滑直流，其容量要与信号频率相适应。如把全波整流平滑，直流输出则为：2|EI|X，即0.6361|EI|。加大电容量，整流后的纹波可以减少，但响应也会变慢，应根据使用要求，确定电容量。元件的选择在本电路中，电阻值的相对精度很重要，通常选用误差为正负1%的金属膜电阻，如果精度要求很高，可选用相对精度好的组合电阻IC，还需要两个与R4阻值相同的电阻，全电路只用六个元件就够了。把输出平滑成直流，这是比较容易实现的，但是，如果频率高，对输出波形又有要求，这时选择什么样的OP放大器则很重要。信号在R3、R4处相加，由于流经R4的信号通过一级OP放大器A1，所以会产生时间延迟，不能很好地进行电流波形叠加。OP放大器A1如采用高速型，可以缩短延迟时间。但如图A所示，在R3输入信号直接叠加的路径上，R3改用两个各为7.5K的电阻串联，中间经电容C1接地，使信号产生若干时间延迟也可修正。使用说明本电路没有失调调节电路，应尽量加大输入信号的电平。如要提高低电平时的精度，应消除各OP放大器的失调。为了消除前级直流失调的影响，可在输入端串联一个隔直流电容。
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光电式传感器
第 4 章 光电式传感器 4．1 光源与光辐射体 4．1．1 光的特性 4．1．2 光源与光辐射体 4．2 光电效应及器件 4．2．1 外光电效应 4．2．2 内光电效应 4．2．3 热探测器 4．3 光电器件的特性 4．3．1 光照特性 4．3．2 光谱特性 4．3．3 响应时间 4．3．4 峰值探测率 4．3．5 温度特性 4．4 探测器噪声和低噪声电子设计 4．4．1 噪声 4．4．2 探测器噪声的类型 4．4．3 低噪声电子设计 4．5 新型光电检测器 4．5．1 光位置传感器（PSD） 4．5．2 量子阱探测器(QWIP) 4．5．3 光电磁探测器 4．5．4 固态图像传感器 4．6 激光传感技术 4．6．1 干涉测试技术 4．6．2 衍射测试技术 4．6．3 激光多普勒测速技术 4．7 光纤传感器 4．7．1 光纤传感器基础 4．7．2 光纤传感器中几种常用的光强调制技术 4．7．3 光纤干涉传感器原理 4．8 光电式传感器 4．8．1 光电式传感器的类型 4．8．2 光电尺寸测量举例 4．8．3 激光传感技术实例 4．8．4 光纤传感器实例 4．8．5 机器人视觉传感器 思考题1第 4 章 光电式传感器光电式传感器是以光电器件作为转换元件的传感器。它可用于检测直接引起光量变化 的非电量，如光强、光照度、辐射测温、气体成分分析等；也可用来检测能转换成光量变化 的其他非电量，如零件直径、表面粗糙度、应变、位移、振动、速度、加速度，以及物体的 形状、工作状态的识别等。光电式传感器具有非接触、响应快、性能可靠等特点，因此在工 业自动化装置和军事装置中获得广泛应用。近年来，新的光电器件不断涌现，特别是固态图 像传感器的诞生，为光电传感器的进一步应用开创了新的一页。 光源 光量 光通路 光量 光电元件 电量 测量放大 电量输出X1X2图 4-1 光电式传感器的组成 光电式传感器通常由四部分组成， 如图 4-1 所示。 图中 x1 表示被测量能直接引起光量变 化的检测方式；x2 表示被测量在光传播过程中调制光量的检测方式。光电元件（敏感元件） 只能敏感照射其上光的功率（光的电场分量） ，本篇将讲述各种结构都是通过调制，例如干 涉、衍射、光谱、???等原理，最终反映在单光电元件点位置处时域变化光功率，或阵列 ??? 传感器上一、二维的空域上的光功率分布。 这里将可见光、红外光、激光、光纤等传感器技术纳入本编一并讲解，寻求其共性规 律统一讲述。光源与光辐射体 4．1 光源与光辐射体4．1．1 光的特性光是电磁波谱中的一员，不同波长光的分布如图 4-2 所示，这些光的频率（波长）各图 4-2 电磁波波谱 不相同，但都具有反射、折射、散射、衍射、干涉和吸收等性质。由光的粒子说可知，光是 以光速运动着的粒子（光子）流，一种频率的光由能量相同的光子所组成，每个光子的能量 为 ε = hv （式 4-1） －34 式中 h-普郎克常数，h＝6.626×10 J?s2可见，光的频率愈高（即波长愈短） ，光子的能量愈大。 对于光的计量有两种描述方法： 一种是测量其客观物理实质的辐射度学量， 另一种是测 量其对人眼生理作用的光度学量，表 4-1 和表 4-2 分别给出辐射度学量和光度学量及单位。 表 4-1 辐射度学量 名称（中英文） 辐射能（Radiant energy） 辐射通量（Radiant flux） 辐射强度（Radiant intensity） 辐射度（Radiant exintence） 辐射亮度（Radiance） 辐照度（Irradiane） 符号 Q Φ I M L E 单位名称 焦耳 瓦特 瓦/球面度 瓦/米 瓦/米2 2 2单位代号 J W W/sr W/m W/m2 2 2瓦/米 ?球面度W/m ?sr表 4-2 光度学量 名称（中英文） 光能量（Luminous energy） 光通量（Luminous flux） 光强度（Luminous intensity） 发光度（Luminous exintence） 光亮度（Luminance） 光照度（Illuminance） 符号 Q Φ I M L E 单位名称 流明?秒 流明 坎德拉 流明/球面度 流明/米 ?球面度2 2单位代号 lm?s lm cd lm/sr lm/m2 2坎德拉/米 （尼特） cd/m （nit） 2 2 流明/米 ?球面度 lm/m ?sr 流明/米 （勒克斯） lm/m （lx）2 2在辐射度学量中当指明特定光谱条件下的辐射量（单位波长短的辐射量）时还有：光谱 辐射通量 Φ λ 、光谱辐射出射度 M λ 、光谱辐射强度 I λ 等等对应量。 历史上曾定义 1 流明等于一支蜡烛从 1 米外投射在一平方米的表面上的光的数量。 现在 定义绝对黑体在铂的凝固温度下，从 5.305*10?cm?面积上辐射出来的光通量为 1 lm。 人 眼在白昼对于波长λ=555nm 的绿光最敏感， 在该波长辐射度学量与光度学量可建立 1 W=683 lm 数量关系，许多图像传感器商品常用光度学量标明其性能。光源与光辐射体 4．1．2 光源与光辐射体工程检测中遇到的光，可以由各种发光器件产生，也可以是物体的辐射光。众所周知， 自然界中任何物体，只要其温度高于绝对零度，都能辐射红外线。本节将介绍各种发光器件 及物体的红外辐射。一、白炽光源 白炽光源白炽光源中最常用的是钨丝灯，它产生的光，谱线较丰富，包含可见光与红外光。使用 时，常加用滤色片来获得不同窄带频率的光。二、气体放电光源 气体放电光源气体放电光源光辐射的持续， 不仅要维持其温度， 而且有赖于气体的原子或分子的激发 过程。原子辐射光谱呈现许多分离的明线条，称为线光谱。分子辐射光谱是一段段的带，称 为带光谱。线光谱和带光谱的结构与气体成分有关。 气体放电光源目前常用的有碳弧、低压水银弧、高压水银弧、钠弧、氖弧灯等。高低压3水银弧灯的光色近于日光；钠弧灯发出的光呈黄色，发光效率特别高（200lm／W） ；氖弧灯 功率最大，光色也与日光相近。三、发光二极管 光二极管发光二极管是一种电致发光的半导体器件，它与钨丝白炽灯相比具有体积小、功耗低、 寿命长、响应快、便于与集成电路相匹配等优点，因此得到广泛应用。 发光二极管可用 LED 表示，它的种类很多，其发光波长见表 4-3。GaAs1-xPx、GaP、SiC 发出的是可见光，而 GaAs、Si、Ge 为红外光。 表 4-3 发光二极管光波峰值波长 材料 λ/nm Ge 1850 Si 1110 GaAs 867 GaAs1-xPx 867∽550 GaP 550 SiC 435发光二极管的伏安特性与普通二极管相似，但随材料禁带宽度的不同，开启（点亮）电 压略有差异。对于砷磷化镓发光二极管，红色约为 1.7V 开启，绿色约为 2.2V。 一般情况下（在几十毫安电流范围内） ，LED 单位时间发射的光子数与单位时间内注入 到二极管导带中的电子数成正比，即输出光强与输入电流成正比。电流的进一步增加会使 LED 输出产生非线性，甚至导致器件损坏。四、激光器激光是新颖的高亮度光，它是由各类气体、固体或半导体激光器产生的频率单纯的光。 1、激光的形成 在正常分布状态下，原子多处于稳定的低能级 E1，如无外界的作用，原子可长期保持此 状态。但在外界光子作用下，赋予原子一定的能量 ε ，原子就从低能级 E1 跃迁到高能级 E2， 这个过程称为光的受激吸收。光子能量与原子能级跃迁的关系为ε = hv ≈ E2 ? E1（式 4-2）处在高能级 E2 的原子在外来光的诱发下，跃迁至低能级 E1 而发光，这个过程称为光的 受激辐射。受激辐射发出的光子与外来光子具有完全相同的频率、传播方向、偏振方向。一 个外来光子诱发出一个光子，在激光器中得到两个光子，这两个光子又可诱发出两个光子， 得到四个光子，这些光子进一步诱发出其他光子，这个过程称为光放大。 如果通过光的受激吸收，使介质中处于高能级的粒子比处于低能级的多--“粒子数反 转” ，则光放大作用大于光吸收作用。这时受激辐射占优势，光在这种工作物质内被增强， 这种工作物质就称为增益介质。若增益介质通过提供能量的激励源装置形成粒子数反转状 态，这时大量处于低能级的原子在外来能量作用下将跃迁到高能级。 为了使受激辐射的光具有足够的强度， 还须设置一个光学谐振腔。 光学谐振腔内设有两 个面对面的反射镜：一个为全反射镜，另一个为半反半透镜。当沿轴线方向行进的光遇到反 射镜后， 就被反射折回， 如此在两反射镜间往复运行并不断对有限容积内的工作物质进行受 激辐射，产生雪崩式的放大，从而形成了强大的受激辐射光--激光，通过半反半透镜输出。 可见，激光的形成必须具备三个条件： （1）具有能形成粒子数反转状态的工作物质-增益介质； （2） 具有供给能量的激励源； （3） 具有提供反复进行受激辐射场所的光学谐振腔。 2、激光的特性 （1）方向性强、亮度高：激光束的发散角很小，一般约 0.18°，这比普通光和微波小 －8 2～3 个数量级。因此，立体角极小，一般可小至 10 rad；激光能量在空间高度集中，其亮 度比普通光源高百万倍。 （2）单色性好：光源发射光的光谱范围愈窄，光的单色性就愈好。普通光中单色性最 好的是同位素 Kr 灯所发出的光，其中心波长 λ＝605.7 nm，Δλ＝0.00047nm，氦氖激光 －6 器 λ＝632.8 nm，Δλ＝10 nm。可见，激光具有很好的单色性。4（3）相干性好：光的相干性是指两光束相遇时，在相遇区域内发出的波相叠加，并能 形成较清晰的干涉图样或能接收到稳定的拍频信号。 由同一光源在相干时间 Δt 内不同时刻 发出的光，经过不同路程相遇，将产生干涉。这种相干性，称为时间相干性。同一时间，由 空间不同点发出的光的相干性，称为空间相干性。激光是受激辐射形成的，对于各个发光中 心发出的光波，其传播方向、振动方向、频率和相位均完全一致，因此激光具有良好的时间 和空间相干性。 3、激光器及其特点 （1）固体激光器 固体激光器的工作物质是固体。这类激光器结构大致相同，共同特 点是小而坚固，脉冲功率高。 （2）气体激光器 工作物质是气体。气体激光器的特点是能连续工作，单色性好，但 输出功率不及固体激光器。工作波长为 0.638μm 或 1.15μm 的氦氖激光器是一种最常用的 气体激光器。它使用方便，亮度很高。工作波长为 10.6μm 的二氧化碳激光器是工作在远 红外波段的功率较高的光源，常用于探测大气成分的光雷达中。工作波长为 0.5l6μm 的氩 离子激光器具有很高的亮度。 （3）液体激光器 工作物质是液体，其中较重要的是有机染料激光器。液体激光器的 最大特点是发出的激光波长可以在一定范围内连续调节，而不降低效率。 （4）半导体激光器 半导体激光器的特点是效率高、体积小、重量轻、结构简单；缺 点是输出功率较小。半导体激光器增益带宽特别高，但使用时需注意其输出特性的非线性， 以及输出随光学负载（返回到激光器的外部反射率）的变化而变化。 （5）光纤激光器 所谓光纤激光器就是在光纤材料中含增益介质并用光纤构成光学谐 振腔的激光器。主要特点如下： 1）由于光纤激光器的谐振腔内无光学镜片，具有免调节、免维护、高稳定性的优点。 2）由于光纤激光器的工作光纤可以盘绕，可以把体积做得非常小。 3）光纤导出，使得激光器能轻易胜任各种多维任意空间加工利用，大大地简化了机械 系统的设计。 4）对工作环境要求低，对灰尘、震荡、冲击、湿度、温度等具有很高的容忍度。 5）由于光纤激光系统的散热性能非常好，易于达到轻小便携的目的。 6）电光效率高，综合电光效率高达 20%以上（YAG 固体激光器的综合电光效率在 3%左 右） 。极大地节约了工作时的电耗，节约了运行成本。 7）超长的工作寿命和免维护时间，平均免维护时间在 10 万小时以上。 8）光纤激光器可以实现从 1μm-2μm 的不同波长输出，使得它可以应用于更广泛的领 域。五、红外辐射红外辐射又称红外光， 其频率和波长范围见图 4-2 所示， 从紫光到红光热效应逐渐增大， 而热效应最大的为红外光。在自然界中只要物体本身具有一定温度（高于绝对零度） ，都能 辐射红外光。例如电机、电器、炉火、甚至冰块都能产生红外辐射，又称热辐射。 红外光和所有电磁波一样，具有反射、折射、散射、干涉、吸收等特性。能全部吸收 投射到它表面的红外辐射的物体称为黑体； 能全部反射的物体称为镜体； 能全部透过的物体 称为透明体；能部分反射、 部分吸收的物体称为灰体。严格地讲， 在自然界中， 不存在黑体、 镜体与透明体。 1、热辐射体的分类 热辐射体根据辐射体的光谱发射率的变化规律分为黑体、灰体、选择性辐射体三类。一 个辐射体的发射率 ε 定义为该辐射体的辐射出射度与同温度下黑体的辐射出射度之比，即ε (t ) = M (t ) M b (t )（式 4-3）5式中 M b (T ) 是黑体的辐射出射度。 一个物体的光谱发射率 ε λ 定义为该物体的光谱辐射出射度 M λ (T ) 与同温度下黑体的 光谱辐射出射度 M bλ (T ) 之比 ，即ε λ = M λ (T ) M bλ (T )（式 4-4）显然，黑体的 ε λ =1 不随波长变化；灰体具有 ε λ =常数＜1 不随波长变化；选择性辐射 体，其 ε λ 小于 1 且随波长变化。灰体是一种发射率小于 1 的理想物体，其吸收和发射规律 与黑体相同， 在红外波段范围内大多数工程材料可以当作灰体处理。 三类辐射体的光谱发射 率和光谱辐射出射度的区别可以从 图 4-3 看出。（a） （b） 图 4-3 三类辐射体的光谱发射率和光谱辐射出射度 2、热辐射的基本规律 （1）普朗克公式 普朗克最早找到了描述黑体辐射光谱能量密度的公式，普朗克公式的一种常见形式如 下：Mλ =C15λ e?1C2 λ T?1（式 4-5）式 中 h 是 普 朗 克 常 数 ， C 是 光 速 ， k 是 玻 尔 兹 曼 常 数 ， C1 = 2πhC 2 , C2 = ch k 。Mλ =C15λ e?1C2 λ T?1（式 4-5 给出的是光谱能量密度与波长的关系。（2）维思位移定律 M 是波长λ的函数，且 Mλ随λ变化总有一个极大值，由极值条件 值的波长λm 应满足如下的维思公式：?M λ = 0 求得对应极 ?λλmT = C2 4.965 = 2898(?m ? K )（式 4-6）（3）斯蒂芬-玻尔兹曼定律 斯蒂芬如果将 M 对所有的波长积分，就得到6M =+∞∫ M λ dλ = σT04（式 4-7）式中 σ = 5.673 × 10 ?12 W cm ? K 4 ，称斯蒂芬-玻尔兹曼常数。 （4）在折射率为 n 的介质中的黑体辐射公式Mλ =C1λ5 eC?12M =?1（式 4-5 至+∞∫ M λ dλ = σT04λT（式 4-7适用于真空或折射率接近 1 的介质空间。对于折射率 n ≠ 1 的介质中的黑体辐射，由于辐 射在介质中的传播速度 v 与在真空中的速度 c 不同，所以上述各定律公式应写成以下形式：(M λ )n =C1 n λ e C2 λ T ? 12 5()（式 4-8）nλmT = C2 4.965 = 2898(?m ? K )（式 4-9） （式 4-10）(M λ ) = n ?2σT 4图 4-4 为不同温度的光谱辐射分布曲线，图中虚线表示了由 M λ =C15λ e?1C2 λ T?1（式 4-5 描述的峰值辐射波长 λm 与温度的关系曲线。从图中可以看到，随着温度的升高其 峰值波长向短波方向移动，在温度不很高的情况下，峰值辐射波长在红外区域。图 4-4 不同温度的光谱辐射分布曲线15∽200℃ （ （b 1000∽ （a）温度为 15∽200℃； b）温度为 K（5）红外辐射与分子能级 光的发射与吸收本质上是电子在原子、分子能级间跃迁的结果，处在低能级的电子，吸 收适当能量的光子就会跃迁到高能级。在分子中，不但要考虑电子的轨道运动能级，而且要 考虑由于分子的振动和转动附加上的振动能级和转动能级， 组合起来， 分子中的能级就十分 复杂。如用 Ee、Ev、Er 分别表示电子轨道能级，分子振动能级和转动能级的能量，则一般 情况，电子的能量应为 E = Ee + Ev + Er （式 4-11） 而能级跃迁所造成的能量变化为7（式 4-12） 一般来说，对外层电子，ΔEe 在 l～20eV，ΔEv 在 0.05～leV，而ΔEr 在 0.05eV 以下。根 据跃迁能量与发射（或吸收）光子的频率（或波长）的关系，对于纯转动能级间的跃迁，与 0.05eV 以下的ΔEr 相联系的是远红外和微波段光子； 对于纯振动能级间的跃迁， 0.05～leV 的ΔEv 对应于波长 2.5－25μm 的中、远红外光子；当振动和转动同时存在时（但没有轨道 能级变化） ，ΔEr+ΔEv，所对应的光子可能出现在 0.75-2.5μm 的近红外区。只要有轨道能 级的变化，不管是否存在振动能级和转动能级的变化，ΔE (=ΔEe + ΔEv +ΔEr)都将对应 着可见光区，甚至是紫外区的短波长的光子。 从以上分析看， 物质的分子要发射或吸收红外辐射， 必须有合适的振动能级和转动能级， 而这些能级的存在实际上是由分子结构决定的。 实验和理论都证明， 物质分子对红外辐射的 吸收是有选择性的。物质分子吸收红外辐射的条件是：①分子在振动、转动运动中存在着偶 极矩的周期性变化，②偶极矩周期性变化的频率（即振动频率、转动频率）与外来光子的频 率一致。那些在振动和转动中没有偶极矩变化的分子是不能吸收红外辐射的。例如 O2、N2、 Cl2 等同核双原子分子和惰性气体在振动、转动时都没有偶极矩变化，所以不能吸收红外辐 射；而 H2O、CO2、CH4、N2O、O3 这些分子在振动、转动中有偶极矩的变化，从而可以吸收红 外辐射，但吸收也存在选择性。设分子处在大气中，一些分子吸收红外辐射的波长是： H2O：1.379、1.87、2.66、6.27μm； CO2：2.69、2.77、4.26、15.0μm； CH4：3.31、7.66μm N2O：4.51、7.73 μm O3：9.6μm?E = ?Ee + ?Ev + ?Er六、光源特性光源的辐射特性（例如白炽灯辐射为非相干的朗勃光源，激光器是相干光源） 、光谱特 性（辐射的中心波长 λ 和谱宽△λ） 、光电转换特性（光源的电偏置与光源幅射的光学特性 之间的关系）以及光源的环境特性（热系数、长时间漂移和老化等）是光源的重要参量。 对于分析光电检测系统来说， 光源光谱的噪声电平也是极其重要的。 光源的最低噪声电 平由散粒噪声决定，散粒噪声是光子特性的直接结果。如果平均来看，在给定的时间间 1/2 隔里，光源发射出 N 个光子，则在连续时间间隔内发射的实际值有 N 的变化，这种变化等 效于发射信号振幅中的一个噪声分量。散粒噪声又称光子噪声，多数白炽光源（包括发光二 极管） 的噪声电平非常接近于散粒噪声。 激光器通常由填充着光学谐振媒质的光学谐振腔构 成，在腔体内产生谐振效应，因此在一些特定频率上会产生附加噪声电平。另外，给光源提 供能量的电源通常存在噪声，经光源的光电转换，这种电噪声将转换为光噪声，故光源的实 际噪声电平往往超过散粒噪声。4．2 光电效应及器件所谓光电效应是指物体吸收了光能后转换为该物体中某些电子的能量而产生的电效应。 这里将紫外光、可见光和红外光做统一考虑，把光电探测器分为光子探测器和热探测器。在 光子探测器中研究外光电效应和内光电效应两类。4．2．1 外光电效应在光的照射下，使电子逸出物体表面而产生光电子发射的现象称为外光电效应。 根据爱因斯坦假设： 一个电子只能接受一个光子的能量， 因此要使一个电子从物体表面 逸出，必须使光子能量大于该物体的表面逸出功 A。各种不同的材料具有不同的逸出功 A， ，不同金属光电效 因此对某特定材料而言，将有一个频率限 υo 或波长限 λo，称为“红限”8应的红限见表 4-4。当入射光的频率低于 υo 时（或波长大于 λo） ，不论入射光有多强，也 不能激发电子；当入射频率高于 υo 时，不管它多么微弱也会使被照射的物体激发电子，光 越强则激发出的电子数目越多。红限波长可用下式求得：λ0 =式中 c--光速。 根据能量守恒定理h?c A（式 4-13）hv =1 mV02 + A0 2（式 4-14）式中 m-电子质量；V0-电子逸出速度。 当入射光的频谱成分不变时，产生的光电流与光强成正比，即光强愈大，意味着入射光 子数目越多，逸出的电子数也就越多。光电子逸出物体表面具有初始动能 mV0 / 2 ，因此外 光电效应器件（如光电管）即使没有加阳极电压，也会有光电子产生。为了使光电流为零， 必须加负的截止电压，而且截止电压与入射光的频率成正比。 －9 外光电效应从光开始照射至金属释放电子几乎在瞬间发生，所需时间不超过 10 s。 基于外光电效应原理工作的光电器件有光电管和光电倍增管。 表 4-4 外光电效应红限 金属 λ0/nm 铯(Cs) 660 钠(Na) 500 锌(Zn) 372 银(Ag) 260 铂(Pt) 115.52图 4-5 光电管 光电管是装有光阴极和阳极的真空玻璃管， 如图 4-5 所示。 光阴极由在玻璃管内壁涂上 阴极涂料构成，阳极为置于光电管中心的环形金属板或置于柱面中心线的金属柱。 光电管的阴极受到适当的照射后便发射光电子，这些光电子被具有一定电位的阳极吸 引，在光电管内形成空间电子流。如果在外电路中串入一适当阻值的电阻，则该电阻上将产 生正比空间电流的电压降，其值与照射在光电管阴极上的光成函数关系。 光电倍增管的结构如图 4-6 所示。在玻璃管内除装有光电阴极和光电阳极外，尚装有若 干个光电倍增极， 光电倍增极上涂有在电子轰击下能发射更多电子的材料。 光电倍增极的形 状及位置设置得正好能使前一级倍增极发射的电子继续轰击后一级倍增极， 在每个倍增极间 均依次增大加速电压。设每级的培增率为 δ，若有 n 级，则光电倍增管的光电倍增管的光 电流倍增率将为 δ 。 光电倍增极一般采用 Sb-Cs 涂料或 Ag-Mg 合金涂料，倍增极数常为 4～14，δ 值为 3～ 6。n9图 4-6 光电倍增管 一般在使用光电倍增管时，必须把管子放在暗室里避光使用，使其只对入射光起作用， 但是由于环境温度、热辐射和其它因素的影响，即使没有光信号输入，加上电压后阳极仍有 电流，这种电流称为暗电流，这是热发射所致或场致发射造成的，这种暗电流通常可以用补 偿电路消除。如果光电倍增管与闪烁体放在一处，在完全蔽光情况下，出现的电流称为本底 电流，其值大于暗电流。增加的部分是宇宙射线对闪烁体的照射而使其激发，被激发的闪烁 体照射在光电倍增管上而造成的，本底电流具有脉冲形式。 在外光电效应中，除了上述光电倍增管（打拿极倍增）方法提高增益的机理外，还有气 体雪崩和通道电子倍增等方法，本书不再叙述了。4．2．2 内光电效应光照射在半导体材料上，材料中处于价带的电子吸收光子能量，通过禁带跃入导带， 使导带内电子浓度和价带内空穴增多，即能量必须大于材料的禁带宽度△Eg（图 4-7）才能 产生内光电效应，因此叫内光电效应的临界波长 λO＝1293／△Eg（mm） 。通常纯净半导体的 禁带宽度为 1eV 左右，例如锗的 △Eg ＝0.75eV，硅的△Eg＝1.2 eV。 内光电效应按其工作原理可分为两种：光电导效应和光生伏特效应。半导体受到光照 时会产生光生电子-空穴对，使导电性能增强，光线愈强，阻值愈低。这种光照后电阻率变 化的现象称为光电导效应， 基于这种效应的光电器件有光敏电阻和反向偏置工作的光敏二极 管与三极管；光生伏特效应是光照引起 PN 结两端产生电动势的效应。图 4-8 光敏电阻的工作原理 图 4-7 半导体能带图 一、光敏电阻 光敏电阻是一种电阻器件，其工作原理如图 4-8 所示。使用时，可加直 流偏压（无固定极性） ，或加交流电压。 光敏电阻中光电导作用的强弱是用其电导的相对变化来标志的。 禁带宽度较大的半导体 材料，在室温下热激发产生的电子-空穴对较少，无光照时的电阻（暗电阻）较大。因此光 照引起的附加电导就十分明显， 表现出很高的灵敏度。 光敏电阻常用的半导体有硫化镉 （CdS， 禁带宽度 Eg＝2.4eV）和硒化镉（CdSe，禁带宽度 Eg＝l.8eV）等。 敏感元件的电阻可表示为：10Rd =式中l σAd（式 4-15）l 为长度， Ad 为敏感元面积， σ 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，而后者又可表示为：?σ式中：η 为量子效率， τ 为自由载流子寿命；σ=ητ?e d ?σ（式 4-16）? 为迁移率， e 是电子电荷量， d 为探测器厚度。从式中可看出， 高响应率要求探测器有较高的量子效率， 自由载流子寿命长， 迁移率高， 厚度应小。 自由载流子寿命取决于复合过程， 在一定程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。 高响应率还要求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 数降低到最小。 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， 只能通过致冷探测器来解决。 一般来讲， 如不致冷的话， 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， 要求中等致冷 （77K） ；响应超过 8 微米的，要求致冷到绝对温度几度。 当光导探测器面积一定时， 高响应率需要高的量子效率， 以便尽可能利用所有入射光子， 可在敏感元后面设反射器或敏感元表面镀增透膜。 光敏二极管与光电池 二、光敏二极管与光电池 PN 结可以光电导效应工作，也可以光生伏特效应工作。如 图 4-9 所示，处于反向偏置的 PN 结，在无光照时具有高阻特性，反向暗电流很小。当光照 时，结区产生电子-空穴对，在结电场作用下，电子向 N 区运动，空穴向 P 区运动，形成光 电流，方向与反向电流一致。光的照度愈大，光电流愈大。由于无光照时的反偏电流很小， 一般为纳安数量级， 因此光照时的反向电流基本上与光强成正比。 光敏二极管光伏探测器受 到辐照后，其伏安特性曲线特性将会下移，如 图 4-10 所示。图 4-9 光伏型探测器的几何模型 设信号的辐射通量为 φ s ，则光电流为：图 4-10 P-N 结光二极管工作简图I = ηeφs式中：η 为量子效率， e 为电子电荷量。（式 4-17）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， 加反向配置能增加耗尽层的厚11度，从而减小时间常数，探测器有较好的高频特性。 硅光电池是用单晶硅制成的，在一块 N 型硅片上用扩散方法渗入一些 P 型杂质，从而 形成一个大面积 PN 结 I 层极薄能使光线穿透到 PN 结上。 硅光电池也称硅太阳能电池， 为有 源器件，它轻便、简单，不会产生气体污染或热污染，特别适用于宇宙飞行器作仪表电源。 硅光电池转换效率较低，适宜在可见光波段工作。 三、光敏三极管 它可以看成是一个 eb 结为光敏二极管的三极管。在光照作用下，光 敏二极管将光信号转换成电流信号，该电流信号被晶体三极管放大。显然，在晶体管增益为 β 时，光敏三极管的光电流要比相应的光敏二极管大 β 倍。 光敏二级管和三极管均用硅或锗制成。由于硅器件暗电流小、温度系数小，又便于用平 面工艺大量生产，尺寸易于精确控制，因此硅光敏器件比锗光敏器件更为普通。 其它可产生内光电效应的机理还有：微波偏置、半导体雪崩、肖特基势垒、异质结、体 效应、光磁效应、丹倍效应、光子牵引、红外量子计数器、普特莱探测器等等。4．2．3 热探测器热探测器也通称为能量探测器， 其原理是利用辐射的热效应， 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收后， 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。 利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） 、温差电效应（热电偶、热电堆）和热释电效应。 由于各种热探测器都是先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。 热探测器性能也不象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，热探测器不适合用于快速、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。 一、热敏电阻 严格地说，利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。图 4-11 直流工作的桥式辐射热测量探测器电路 图 4-12 辐射热测量计电路 当用桥式测量电路时，如 图 4-11 所示，两个热敏电阻具有相同的温度特性，分别用于测量和补偿。当环境温度变化 时，不会破坏电桥的平衡。用较为简单的测量电路时，如 图 4-12 所示，只有热敏电阻电 压的变化量才能通过耦合电容传给信号放大电路。 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：Cd?Td + G e ?Td = ?Φ dt（式 4-18）12式中:?Φ -入射辐射功率增量，W；?Td -探测元温度增量，K； G e -探测元有效热导，WK-1；C -探测元热容，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?Φ = ?Φ 0 cos ωt该微分方程的稳定解为：（式 4-19）?Td =响应元电阻变化为G e (1 + ω 2τ 2 )ε?Φ 01/ 2（式 4-20）?Rd = ?Td Rd α =G e (1 + ω 2τ 2 )Rd αε?Φ 01/ 2（式 4-21）式中： R d 响应元电阻， α 温度系数， ε 响应元比辐射率（即吸收率） ；τ = C Ge 热容与有效热导之比，即热时间常数，单位秒。此公式与 RC 低通滤波电路的表达形式很相似， 只是 RC 电路的时间常数为电容和电阻乘 积，即电容与电导之比。 公式清楚地表明：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，以增大接收面积和减小热容量。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，由于材料本身吸收不是很好，制作时必须黑化。 热敏电阻噪声主要是 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，主要 是 1 f 噪声。偏置电流足够小时，热噪声起主要作用，此时，热敏电阻的噪声谱是平直的， 仅依赖于响应元的电阻和温度。二、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。如果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。如果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 面间会出现交变的端电压。13（b） 图 4-13 热释电探测器原理电路及等效电路 （a）原理电路； （b）等效电路 Ip-热释电流 ； R0-探测器内阻 ； C0-极间电容 R1-前置放大器的输入电容； C1-输入电容 与所有热探测器一样，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 收过程，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。 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， 是至今性能最好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为 0.2～5Hz；薄膜热 释电材料可以用溅射法、 液相外延等方法制备， 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很宽，可以非致冷工作，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前景。 其它可产生热电效应的机理还有：超导、低温半导体、温差电、高莱元件、热磁、能斯 脱效应、液晶等等。表 4-5 商用光子探测器和热探测器常见的有（a）光子探测器 MCT 本征, PV Si, Ge InGaAs InSb, InAsSb 本征, PC 非本征 光发射 量子阱 MCT PbS, PbSe SiX PtSi GaAs/AlGaAs 热容 热释电 热电堆 热敏热探测器 V 2O 5 多晶 SiGe 多晶 Si Amorph Si Bi/Sb Lithium Tantalite (LiTa) Lead Zirconium Titanite (PbZT) Barium Strontium Titanite (BST) Bimetals除了上述光子效应（内光电效应、外光电效应）和热电效应外，第三大类光电效应是波 相互作用效应， 这种效应是由入射辐射的电磁场与敏感材料相互作用而产生的。 主要的波相 互作用效应有光学外差探测和光学参量效应， 其他还有约瑟夫森结和金属-金属氧化物-金属 的接触效应。本章 4．6．3 激光多普勒测速技术中只简要讨论了光学外差探测。4．3 光电器件的特性光电传感器的光照特性、光谱特性以及峰值探测率、响应时间等几个主要参数，都取决14于光电器件的性能。为了合理选用光电器件，有必要对其主要特性，作一简要介绍。4．3．1 光照特性光电器件的灵敏度可用光照特性来表征， 它反映了光电器件输入光量与输出光电流 （光 电压）之间的关系。 光敏电阻的光照特性呈非线性，且大多数如图 4-14（a）所示。因此不宜作线性检测元 件，但可在自动控制系统中用作开关元件。（b） （c） 图 4-14 光电器件的光照特性 （a）光敏电阻； （b）光敏二极管； （c）硅光电池 光敏晶体管的光照持性如图 4-14（b）所示。它的灵敏度和线性度均好，因此在军事、 工业自动控制和民用电器中应用极广，既可作线性转换元件，也可作开关元件。 光电池的光照特性如图 4-14（c）所示，短路电流在很大范围内与光照度成线性关系。 开路电压与光照度的关系呈非线性，在照度 2000lx 以上即趋于饱和，但其灵敏度高，宜用 作开关元件。光电池作为线性检测元件使用时，应工作在短路电流输出状态。由实验知，负 载电阻愈小，光电流与照度之间的线性关系愈好，且线性范围愈宽。对于不同的负载电阻， 可以在不同的照度范围内使光电流与光照度保持线性关系。故用光电池作线性检测元件时， 所用负载电阻的大小应根据光照的具体情况而定。 光照特性常用响应率 R 来描述。对于光生电流器件，输出电流 Ip 与光输入功率 Pi 之 比，称为电流响应率 RI，即（a）RI = I P Pi（式 4-22）对于光生伏特器件，输出电压与光输入功率 Pi 之比，称为电压响应率 RV，即Rv = VP Pi（式 4-23）4．3．2 光谱特性光电器件的光谱特性是指相对灵敏度 K 与入射光波长 λ 之间的关系，又称光谱响应。 光敏晶体管的光谱特性如图 4-15（a）所示。由图可知，硅的长波限为 1.lμm，锗为15图 4-15 光电器件的光谱特性 （a）光敏晶体管； （b）光敏电阻； （c）光电池 1.8μm，其大小取决于它们的禁带宽度。短波限一般在 0.4～0.5μm 附近，这是由于波长过 短，材料对光波的吸收剧增，使光子在半导体表面附近激发的光生电子-空穴对不能到达 PN 结，因而使相对灵敏度下降。硅器件灵敏度的极大值出现在波长 0.8～0.9μm 处，而锗器件 则出现在 1.4～1.5μm 处，都处于近红外光波段。采用较浅的 PN 结和较大的表面，可使灵 敏度极大值出现的波长和短波限减小，以适当改善短波响应。 光敏电阻和光电池的光谱特性如图 4-15（b）和图 4-15（c）所示。 由光谱特性可知，为了提高光电传感器的灵敏度，对于包含光源与光电器件的传感器， 应根据光电器件的光谱特性合理选择相匹配的光源和光电器件。 对于被测物体本身可作光源 的传感器，则应按被测物体幅射的光波波长选择光电器件。4．3．3 响应时间光电器件的响应时间反映它的动态特性，响应时间小，表示动态特性好。对于采用调制 光的光电传感器，调制频率上限受响应时间的限制。 －1 －3 －5 光敏电阻的响应时间一般为 10 ～10 s，光敏晶体管约为 2×10 s，光敏二极管的响 应速度比光敏三极管高一个数量级，硅管比锗管高一个数量级。 图 4-16 为光敏电阻、光电池及硅光敏三极管的频率特性。图 4-16 光电器件的频率特性 （a）光敏电阻； （b）光电池； （c）硅光敏三极管4．3．4 峰值探测率峰值探测率源出于红外探测器，后来沿用到其它光电器件。无光照时，由于器件存在着 固有的散粒噪声以及前置放大器输入端的热噪声， 光探测器件将产生输出， 这一噪声输出常 以噪声等效功率 NEP 表征，单位 W ? Hz 。NEP 定义为：产生与光电探测器单位带宽均方根 噪声电流相等的均方根信号电流所需电流的正弦调制入射光的有效值。NEP 与光敏器件的有16? 1 2效光敏面积 A 和探测系统带宽Δf 有关，而且是平方律关系。因此探测器件的性能常用峰值 探测率 D*表征，D*值大，噪声等效功率小，光电器件性能好。即D* =1 NEP A ? ?f=A ? ?f NEP（式 4-24）光电二极管的暗电流是反向偏置饱和电流，而光敏电阻的暗电流是无光照时偏置电压 与体电阻之比。一般以暗电流产生的散粒噪声计算器件的 NEPNEP = 2qI D R1式中（ W ? Hz?1 2）（式 4-25）q -电子电荷（1.6×10 C） ； I D -暗电流（A） ； RI -电流响应率（A?W－1）－194．3．5 温度特性温度变化不仅影响光电器件的灵敏度，同时对光谱特性也有很大影响。一般来说，光敏 器件的光谱响应峰值随温度升高而向短波方向移动。因此，采取降温措施，往往可以提高光 敏电阻对长波长的响应。 在定温条件下工作的光电器件由于灵敏度随温度而变， 因此高精度检测时有必要进行温 度补偿或使它在恒温条件下工作。4．4 探测器噪声和低噪声电子设计4．4．1 噪声研究噪声的目的是为了了解传感器系统， 特别是光电系统所受的限制， 这里所说的噪声 是指探测器、电路元件产生的随机电起伏。本质上讲，大多数物理量都是不连续的或颗粒状 的。例如：电流是由电子流组成的，每一个电子都带有一份独立的电荷，电子通过电路中某 一点的速率的随机起伏，就表现为电噪声。图 4-17 随机噪音的记录图 电噪声是一种随机变量， 在任一瞬间， 随机噪声的幅度和该瞬时前后出现的幅度完全无 关，只能用统计的方法去表示某一幅值出现的概率。我们可以用一定时间间隔内，电压（或 电流）的均方根差来表示噪声电压（或噪声电流） 。即vn = (v ? v平均 ) ＝2 21 (v ? v平均 )2 dt T∫ 0TT（式 4-26）in = (i ? i平均 ) ＝2 21 (i ? i平均 )2 dt T∫ 0（式 4-27）更确切地，可称之为均方根噪声电压或均方根噪声电流。 如果电路中存在两个或更多独立的噪声源，其总效果可将各个噪声源的噪声功率相加， 也就是将噪声电压（或噪声电流）的平方相加得到,而噪声电压或噪声电流是不可以直接相 加的。 不同类型噪声的功率频谱也不尽相同，可用谱密度来表示。谱密度可表示为单位带宽的172 vn ( f ) v n ( f ) 噪声功率(噪声电压平方)，也可表示为单位根号带宽内的噪声电压，即 或 。 ?f ?f4．4．2 探测器噪声的类型不仅响应率会随辐射频率变化，探测率也会随辐射频率变化,因为D* =( Ad ?f ) 1 / 2 V s ( Ad ?f ) 1 / 2 R = = ( Ad ?f ) 1 / 2 NEP Vn P Vn（式 4-28）D * 与 f 的关系与探测器噪声的类型有关，对于受白噪声(噪声大小与频率无关)限制的 探测器， * 与 f 的关系和 R 与 f 的关系有相同的形式； D 对于受其它形式噪声限制的探测器， * D 与 f 的关系往往与 R 与 f 的关系不同。图 4-18 光导体中总噪声谱随频谱变化的曲线 探测器噪声从机理上区分大致有以下几类： 1） Johnson 噪声 也称热噪声，存在于所有探测器,一个电阻器就是一个热噪声发生器。热平衡时，电阻 元件中的电荷载流子的随机运动在元件两端产生的随机电压。 当电阻温度上升时， 电荷载流 子的平均动能增加，则噪声电压增加。热噪声存在于所有探测器，其噪声电压可表达为：Vn = (4kTd Rd ?f ) Vn2 = 4kTd Rd ?f1/ 2（式 4-29）热噪声的谱密度为在给定温度下，热噪声的噪声电压只与电阻有关，如果噪声源是一个阻抗，则噪声电压 只取决与阻抗的电阻部分，而与电容、电感部分无关。噪声电压与带宽的平方根成正比，而 与频率高低无关，即热噪声的谱密度与频率无关，故称之为白噪声。 2） 温度噪声 由于热探测器敏感元件跟周围的辐射交换或与散热片之间的传导交换，使敏感元件的温 度发生随机起伏，而引起信号电压的随机起伏，这种噪声称为温度噪声。温度噪声仅在热探 测器中能观察到，热探测器性能的理论极限就是根据温度噪声计算的。 3） 1 f 噪声 也称调制噪声或闪烁噪声, 产生的物理机理尚不清楚。1 f 噪声对低频段影响较大，可 用 1 / f n 来表征其功率谱， n 取 0.8～2。 产生4） 产生-复合噪声 产生-复合噪声是敏感元件电荷载流子的产生率和复合率的统计起伏产生的噪声。这种 起伏可以由载流子与光子相互作用或背景光子到达率的随机性而引起。 如果背景光子起伏对 产生-复合率的起伏起主要贡献，那么这种噪声也称为光子噪声、辐射噪声或背景噪声。产18生-复合噪声存在于所有光子探测器，对于光伏探测器，由于只有自由载流子产生率的起伏 对噪声有贡献，光伏探测器的 V n 值要比光电导探测器小 2 倍。 5） 散弹噪声 这种噪声是由于流过 PN 结的自由电子和空穴的起伏产生的。表现为微电流脉冲，在外 电路中表现为随机噪声或电压，短路噪声电压可表达为：Vn = Rd (2eI?f )1/ 2（式 4-30）通常存在于光伏探测器和薄膜探测器，光导探测器由于没有 PN 结，所以不存在散弹噪 声。 探测器的总噪声是以上各种噪声的均方根，不同类型探测器，在不同频率段，其主导作 用的噪声也是不同的。4．4．3 低噪声电子设计一、噪声系数噪声系数也叫噪声因素， 是器件或电路对于噪声的品质因素。 如一个放大电路的增益为 G，则它的噪声系数定义为：折算至输入端的等效噪声功率 N o / G ＝ 源噪声功率 Ni S 由于 G = o ，代入上式，得 Si F= F= 输入端信噪比 N i / Si ＝ 输出端信噪比 N o / So（式 4-31）（式 4-32）因为噪声系数是功率比，所以也可用分贝表示，称为对数噪声系数。 NF = 10 lg F （式 4-33） 噪声系数是放大器引起的信噪比恶化程度的量度。 一个好的放大器是在源噪声基础上不 增加噪声的放大器，其噪声系数 F = 1 ，或者说对数噪声系数 NF = 0 。低噪声电子设计的 目的是使实际放大器的噪声系数接近这种理想的状态。 探测器输出微弱信号通常需经多级放大， 我们可以导出级联网络的噪声系数， 以分析系 统的最重要的放大源在那里。 设有两级功率增益分别为 G1 和 G2 的放大器级联，它们单独使用时噪声系数分别为 F1 和 F2 ,即：F1 =N o1 G1 N i1，F2 =N o2 G1 N i1级联后第一级的输出噪声（即第二级输入噪声）为：N o1 = N i 2＝N i1G1 F1 N i1第一级 G1N o1 = N i 2第二级 G2N oT级联后总输出噪声 N oT 可认为由两部分组成，第一部分是第一级输出噪声放大 G2 倍后 形成的噪声，即 G2 N i 2＝G2 ( N i1G1 F1 ) 第二部分则是第二级放大器增加的噪声。按 F2 的定义，当第二级输入噪声为 N i1 时输 出噪声为 F2 G2 N i1 ，由于其中的 G2 N i1 并不是增加的噪声，必须从 F2 G2 N i1 中扣除，才是第19二级放大器增加的额外噪声。因此，级联后总输出噪声为上述两部分噪声之和。N oT＝G2 ( N i1G1 F1 ) + G2 ( F2 ? 1) N i1 = ( F1G1G2 + F2G2 ? G2 ) N i1两级级联电路的噪声系数为F12 =N oT F ?1 = F1 + 2 G1G2 N i1 G1（式 4-34）同样，我们也可导出三级级联电路的噪声系数为F123 =N oT F ? 1 F3 ? 1 = F1 + 2 + G1G2 G3 N i1 G1 G1G2（式 4-35）可得出的结论是： 如果第一级增益高时， 级联网络的噪声系统主要受第一级噪声的影响。 探测器信号放大电路的第一级通常为高增益的低噪声放大器， 称为前置放大器， 后级主放大 器增益较低，对低噪声的要求也较低。二、最佳源电阻前置放大电路用于对探测器输出微弱电流或电压信号的放大， 通常要求前放的噪声系数 接近 1，即前放输出的信噪比尽量接近探测器输出的信噪比。这样即前放在放大过程中引入 的噪声，相对于探测器噪声而言可以忽略。 为研究前置放大器对探测器输出信噪比的影响， 可以建立放大器的噪声模型， 如图 4-19 所示。即将它等效为一个无噪声放大器，但是在输入端串联一个的零阻抗噪声电压源 E n 和 并联一个阻抗无穷大的噪声电流源 I n 。 探测器可视为一个电压源 Vs ， 其源电阻 R s 产生的热 噪声用噪声电压源 E t 表示。E t = 4kTR s ?f（式 4-36）图 4-19 放大器的噪声模型和信号源 这三个噪声源又可用等效输入噪声 E ni 表示， 即用位于 V s 的一个噪声源代替所有的系统 噪声源。如果 E ni 、 E t 、 E n 和 I n 都是均方根值，不相关的噪声源叠加可将它们的噪声功率 简单相加，即为：2 2 2 E ni = E t2 + E n + I n R s2（式 4-37）这里 E ni 是接上探测器后放大器输出噪声折算至输入端的等效噪声， E ni 与探测器噪声Et 之比即放大器的噪声系数，低噪声设计目的是使 E ni 尽量接近 Et 。20图 4-20 放大器噪声系数与源电阻 从图 4-20 中可以看出：放大器噪声系数与源电阻有关。 E ni 中的放大器噪声在源电阻 较小时主要表现为电压噪声；当源电阻较大时，主要是电流噪声起作用。 当 Rs = Ropt = E n / I n 时，总等效输入噪声最靠近热噪声曲线。此时，放大器在探测器 热噪声的基础上增加的噪声最小，噪声系数最小。 Ropt 称为最佳源电阻，最佳源电阻不是功 率传输最大时的电阻， 它和放大器的输入阻抗没有直接关系， 它是由放大器的噪声机构决定 的。三、晶体管噪声如果不能忽略下一级噪声，前置放大器应提供足够的增益，以抑制下一级噪声的贡献。 在这种情况下， 输入晶体管是影响读出电路噪声的主要因素。 用于低噪声放大的晶体管有双 极晶体管（BJT） 、结型场效应管(JFET)和金属氧化物半导体场效应管（MOSFET） 。MOSFET 的 工作温度范围、 功率和噪声特性较好， 许多现代放大器电路都是由用 CMOS 工艺制造的 MOSFET 和其他组件组成。 一个有噪声的晶体管放大器同样可以等效为输入端串联了一个噪声电压源和并联了一 个噪声电流源的无噪声放大器。 4-20 给出了共发射极或共源极 BJT、 图 JFET 和 MOSFET 放大 器噪声电压、噪声电流的频谱。可以看出，它们的最佳源电阻不同：BJT 最低，JFET 次之， MOSFET 最高。最佳源电阻不同，与之匹配的探测器源电阻的范围也有所不同。 按阻抗可把探测器分为两类：其一为低阻抗探测器（低于 10kΩ） ，如长波红外 HgCdTe 光导探测器；其二为高阻抗探测器（大于 10kΩ） ，如光伏、非本征硅及硅化铂探测器。 对于通常具有 10MΩ以上阻抗的光伏探测器，MOSFET 的噪声比探测器热噪声小。然而， 对阻抗低于 100kΩ的探测器，如低电阻的光导探测器，MOSFET 并不是最佳选择。在这种情 况下，最好选择双极晶体管。 JFET 常用于分立元件的放大器中， 接小于 100MΩ的探测器， 即使在室温下， 也比 MOSFET 有更好的性能， 并且， 因为散粒噪声引起的输入偏置电流随温度降低明显地减小， 低温 JFET 具有较好地低噪声性能，可匹配阻抗大于 100MΩ的探测器。四、常用前置放大器的噪声 常用前置放大器的噪声前置放大器通常采用电压放大和电流电压放大（互阻抗）两种形式，如图 4-21 所示。图 4-19 传感器与放大器连接等效电路 根据线性网络迭加原理，电压放大器的等效输入噪声电压 e in 为：21?? e r ein ≈ ?? n in ? ?? rin + rs ?2 ? ? 2 ? + (i n rin rs ) ? ? ? ? ?1/ 2V / Hz（式 4-38）其中 rin rs 是放大器输入电阻和探测器电阻（源电阻）的并联。 可以看出， 放大器噪声电流的影响随源电阻增大而增大， 而放大器噪声电压的影响随源 电阻增大而减小。因此，设计低噪声电压放大器时，如探测器阻抗较低，应选用噪声电压较 低的运放；如探测器阻抗较高，则应选用噪声电流较低的运放。 电流电压放大器的噪声性能一般用等效输入噪声电流 iin 来表示，这仅是表达方式不同， 上面的结论依然成立。?? e n iin ≈ ?? ?r +r ?? in s ?? ? i r ? +? n s ? ?r +r s ? ? in2? ? ? ?2? ? ? ?1/ 2A / Hz（式 4-39）在有用的系统带宽内， e n 和 i n 可能不是白噪声， ein 自然是频率的函数。因此，前置放 大器输出的均方根电压噪声应表达为积分形式。 电压放大器 ：2 2 Vout (en ) = ∫ Av2 ( f )ein ( f )df其中： Av 为放大器的电压增益。 电流电压放大器：2 2 Vout (i n ) = ∫ Z t2 ( f )iin ( f )df其中： Z t 为放大器的跨阻。 对于探测器、放大器组件，总的均方根噪声功率是放大器噪声、探测器噪声和光子噪声 功率之和：2 2 2 Vout = Vout (i n ) + Vout (i det ) + Vout (i ph ) + ...[]1/ 2（式 4-40）Detection）技术概述 五、微弱信号检测（Weak Signal Detection）技术概述 微弱信号检测（ 检测对于众多的微弱量（如弱光、小位移、微震动、微温差、弱磁、弱声、微电流、低电压 及弱流量等等） ，一般都通过各种传感器作非电量的转换，使检测对象转变成电量（电流或 电压） 。但当检测量甚为微弱时，由微弱物理量本身的涨落、传感器本底与测量仪器噪声的 影响，被测的有用的电信号被强于数千甚至数十万倍的噪声所淹没微弱信号。因此，微弱信 号检测是一种专门与噪声作斗争的技术。只有抑制噪声，才能取出信号，噪声对于弱检测几 乎是无处不在，无地没有，它总是与信号共存。微弱信号检测的目的，就是利用电子学的、 信息论的和物理学的方法，分析噪声产生的原因和规律，研究被测信号的特征和相关性，采 取必要的手段检测被背景噪声覆盖的弱信号。 它的任务是发展微弱信号检测的理论， 探索新 的方法和原理，研制新的检测设备以及在各学科领域中的推广应用。 噪声与干扰：噪声的定义是有害信号。它普遍存在于测量系统之中，因而妨碍了有用 信号的检测，成为限制测量信号的主要因素。除噪声之外，实际的测量之中，还存在干扰， 它与噪声有本质的区别。噪声由一系列随机电压组成，其频率和相位都是彼此不相干的，而 且连续不断；而干扰通常都有外界的干扰源，是周期的或瞬时的、有规律的。无论是噪声还 是干扰，他们都是有害信号，有时为方便，统称噪声。在微弱信号检测中，往往是噪声电平 远远大于测量信号，即信号“深埋” （或称“淹没” ）于噪声之中。产生噪声的噪声源有很多 类型，主要有信号源电阻的热噪声、接收及处理信号仪器的电路产生的噪声、电源和环境干 扰等。 由于信号特点不同，检测方法亦异，微弱信号检测一般有三条途径：一是降低传感器与 放大器的固有噪声， 尽量提高其信噪比； 二是研制适合微弱信号检测原理并能满足特殊需要 的器件；三是利用微弱信号检测技术，通过各种手段提取信号。这三者缺一不可，但主要还 是第三条，即研究其检测方法。由于检测方法必须根据信号的特点与之相适应，因此在发展 检测方法的过程中也就发展了微弱信号检测这门技术。 目前， 微弱信号检测的基本方法有以 下几种：221、相干检测：它是一种频域信号的窄带化处理方法，也是一种积分过程的相关测量。 相干检测： 它利用信号与外加参考信号的相干特性， 而这种特性却是随机噪声所不具备的。 典型的仪器 设备是以相敏检波器（PSD）为核心的锁定放大器（简称 LIA） 。锁定放大器由乘法器、积分 器和低通滤波器组成。由于可以把低通滤波器频带宽度做得很窄，从而降低了噪声。 2、时域信号的平均处理：它是根据时域特征的取样平均来改善信噪比并恢复波形的测 时域信号的平均处理： 量。对于任何重复的信号波形，在其出现期间只取一个样本，并在固定的取样间隔内重复 m 次，由 m 法则可知，信噪比改善 SNIR = m 。若将所描述的信号按时间顺序划分为 n 个 间隔，将每个间隔的平均结果记录下来，便能使噪声污染的信号波形得到恢复。其代表性的 仪器有 Boxcar 平均器或称取样积分器，这类仪器的缺点是取样效率低，不能充分利用信号 波形，其次是不利于低重复频率的信号的恢复，从而限制了它的使用。随着微型计算机应用 的发展，出现了信号多点数字平均技术，可最大限度地抑制噪声或节约时间，并能完成多种 模式的平均功能。 3、离散信号的计数处理：在被检测的信号中，有时却是随机的或按概率分布的离散信 离散信号的计数处理 息。例如当光非常微弱时，它呈粒子性，成为量子化的光子。光子是没有质量只有动量的粒 子，其能量为 E p = hc λ 。单位时间内的光子既非同时发射，亦非顺序到达，而是满足一定 的概率分布。 一般用光电倍增管探测微弱的光信号， 信号脉冲电流的幅值在一小范围内分布。 噪声脉冲幅值一般大于或小于这个范围， 即在这个范围出现的概率小于信号脉冲。 这个方法 又称光子计数法。信号强时，几个光子同时到达阴极，在检测这些离散量时能否逐一分开， 全部记录，如何修正其堆积过程，如何排除噪声，是光子计数法中需解决的问题。 计算机处理方法： 随着计算机的普及与发展， 原来在微弱信号检测中需要用硬件来完成 的检测系统，现在可以用软件来实现。利用计算机进行曲线拟合、平滑、数字滤波、快速傅 立叶变换（FFT）及谱估计等方法处理信号，提高了信噪比，实现了微弱信号检测的要求。4．5 新型光电检测器随着制造工艺的不断完善， 特别是集成电路技术的发展， 近年来出现了一批新型光电器 件，以满足不同应用领域的需要，本节将着重介绍几种典型的新器件。光位置传感器（ 4．5．1 光位置传感器（PSD）当半导体光电器件受光照不均匀时，有载流子浓度梯度将会产生侧向光电效应。当光 照部分吸收入射光子的能量产生电子-空穴对时，光照部分载流子浓度比未受光照部分的载 流子浓度大，就出现了载流子浓度梯度，因而载流子就要扩散。如果电子迁移率比空穴大， 那么空穴的扩散不明显，则电子向未被光照部分扩散，就造成光照射的部分带正电，未被光 照射部分带负电， 光照部分与未被光照部分产生光电动势。 基于该效应的光电器件如半导体 光电位置敏感器件（PSD） ，如图 4-20 所示。图 4-20 光位置传感器原理23当光照射到硅光电二极管的某一位置时， 结区产生的空穴载流子向 P 层漂移， 而光生电 子则向 N 层漂移。到达 P 层的空穴分成两部分：一部分沿表面电阻 R1 流向 1 端形成光电流 I1；另一部分沿表面电阻 R2 流向 2 端形成光电流 I2。当电阻层均匀时，R2／R1＝x2／x1，则光 电流（I1/ I2）＝（R2／R1）＝x2／x1，故只要现出 I1 和 I2 便可求得光照射的位置。（ c） 图 4-21 光平面位置测试器原理 （c）读取电路框图 （a）器件，结构（b）等效电路， 上述原理同样适用于二维位置检测，其原理如图 4-21 所示。a、b 极用于检测 x 方向， a＇ 、b＇极用于检测 y 方向。 光位置检测器在机械加工中可用作定位装置， 也可用来对振动体、 回转体作运动分析及 作为机器人的眼睛。量子阱探测器(QWIP) 4．5．2 量子阱探测器(QWIP)量子阱探测器(QWIP)：将两种半导体材料 A 和 B 用人工方法薄层交替生长形成超晶格， 在其界面，能带有突变。电子和空穴被限制在低势能阱 A 层内，能量量子化，称为量子阱。 利用量子阱中能级电子跃迁原理可以做红外探测器。图 4-22 半导体超晶格的层状结构24白圈和灰圈代表两种材料的原子 量子阱红外光子探测器（QWIP）是由非常薄的两种半导体材料（如 GaAs 和 AlxGa1-xAs） 晶体层交叠而成的超晶格，在其界面，能带有突变。图 4-23 为其示意图。电子和空穴被限 制在低势能阱 GaAs 层（如 GaAs）内，能量量子化，称为量子阱。采用分子束外延技术可将 GaAs、AlxGa1-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于基态或初激 发态，即处于两种子能带，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，被收集为 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、 连续地剪裁，在同一块芯片上制造出双色、多色的成像面阵。 与其它光子探测器相比，QWIP 独特之处首先在于它的响应特性可通过制造理想的束缚 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 AlGaAs 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 至 20 微米的辐射。量子阱探测器的缺点是光谱响应峰较窄。 由于 QWIP 采用了 GaAs 生长和处理的成熟技术， 可以制作成大规模的成像面阵。 研制宽 波段的红外大规模面阵是发展趋势，如 8～14 微米、100 万象素的量子阱成像面阵。可以预 见，届时红外相机和可见光 CMOS 相机的差距将大大缩小。4．5．3 光电磁探测器如图 4-24 所示，将半导体材料置于磁场中，能量足够的光子垂直入射到半导体上，通 过本征吸收而产生电子-空穴对。由于材料的吸收作用，光强随着进入材料的深度呈指数规 律下降， 所以在半导体样品内形成光生载流子浓度梯度， 于是光生载流子将从浓度大的表面 向浓度小的体内扩散， 在扩散过程中光生载流子切割磁力线。 由于带相反电荷的电子和空穴 向相同的方向运动以及磁场产生的洛伦兹力的作用， 电子和空穴分别向样品的两端偏转， 于 是在半导体材料两端产生累积电荷，从而建立起一个电场，这就是光磁电效应。图 4-24 光磁电（PEM）效应 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， 它不需要电偏置。 这类探测 器不需致冷，可响应到 7 微米。主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。4．5．4 固态图像传感器图像传感器是对光敏阵列元件具有自扫描功能的摄像器件， 它与传统的电子束扫描真空 摄像管相比，具有体积小、重量轻、使用电压低（＜20V） 、可靠性高和不需要强光照明等优 点。因此，在军用、工业控制和民用电器中均有广泛使用。 电荷耦合器件 CCD（Charge-Coupled device）与互补金-氧半导体电路 CMOS25（Complementary MetalCOxideCSemiconductor）传感器是当前被普遍采用的两种图像传 感器，将光图像转换为电荷图象，而其主要差异是电信号传送的方式不同。CCD 传感器中每 一行中每一个象素的电荷数据都会依次传送到下一个象素中， 由最底端部分输出， 再经由传 感器边缘的放大器进行放大输出； 而在 CMOS 传感器中， 每个象素都会邻接一个放大器及 A/D 转换电路，用类似内存电路的方式将数据输出。一、深耗尽状态和表面势阱所谓 MOS，即 Metal-0xide-Semicondudor(金属-氧化物-半导体)的缩写。MOS 电容结构 如图 4-26 所示， 其中金属为 MOS 结构的电极， 称为“栅极”(此栅极材料通常不是用金属而 是用能够透过一定波长范围光的多晶硅薄膜制造)。半导体作为衬底电极，在两电极之间有 一层 SiO2 绝缘体。 MOS 电容上没加电压时，半导体的能带结构如图图 4-27(a)所示，从界面层到内部能带 都是一样的，即所谓平带条件。若在金属-半导体间加正电压 Uc，对 P 型半导体来说，空穴 受排斥离开表面而留下受主杂质离子， 使半导体表面层形成带负电荷的耗尽层， 在耗尽层中 电子能量从体内到界面由高向低弯曲， 如图 4-27(b)所示。 当栅压 Uc 增大超过某特征值 Uth(阈 值)时，能带进一步向下弯曲，以至使半导体表面处的费米能级高于禁带中央能级，半导体 表面聚集电子浓度大大增加，形成反型层，把 Uth 称为 MOS 管的开启电压(或阈值电压)。由 于电子大量集聚在电极下的半导体处， 并具有较低的势能， 可形象地说半导体表面形成对电 子的势阱，能容纳聚集电荷，其示意图如图 4-27(c)所示，如果没有外来电荷，则势阱聚集 热效应电子，但热电子聚集是很缓慢的。图 4-25 为信号电荷势阱示意图。图 4-26 MOS 电容的结构 （a）N 沟；（b）P 沟 1-金属 2-绝缘层 SiO226图 4-27 MOS 电容的能带图 （a）平带条件； （b）出现耗尽层，0&Uc&Uth； （c）出现反型层，Uc& UthEv -导带底能量Ei -禁带中央能级E f -费米能级图 4-28 信号电荷势阱二、CCD 的基本原理CCD 器件就是由大量的在同一衬底上集成的 MOS 电容阵列。 CCD 的基本功能就是要具有 在势阱中存储信号电荷，并将其转移的能力，故 CCD 又可称移位寄存器。为了实现信号电荷 的转移，必须使 MOS 电容阵列的排列足够紧密，以至相邻 MOS 电容的势阱可相互沟通，即 相互耦合。一般 MOS 电容电极间隙小到 3μm 以下，通过改变栅极电压可控制势阱高低，使 信号电荷可由势阱浅的地方流向势阱深的地方。 为了让电荷按规定的方向转移， MOS 电容 在 阵列上加满足一定相位要求的驱动时钟脉冲电压。 CCD 的最小单元是在 P 型（或 N 型）硅衬底上生长一层厚度约 120nm 的 SiO2 层，再在 SiO2 层上依一定次序沉积金属（Al）电极而构成金属-氧化物-半导体（MOS）的电容式转移 器件。这种排列规则的 MOS 阵列再加上输入与输出端，即组成 CCD 的主要部分，如图 4-29 所示。图 4-29 组成 CCD 的 MOS 结构 当向 SiO2 上表面的电极加一正偏压时 P 型硅衬底中形成耗尽区，较高的正偏压形成较 深的耗尽区、其中的少数载流子--电子被吸收到最高正偏压电极下的区域内（如图 4-29 中 。耗尽 Φ 电极下） ，形成电荷包，人们把加偏压后在金属电极下形成的深耗尽层谓之“势阱”27层内存储少数载流子。对于 P 型硅衬底的 CCD 器件，电极加正偏压，少数载流子为电子；对 于 N 型硅衬底的 CCD 器件，电极加负偏压，少数载流子为空穴。 实现电极下电荷有控制的定向转移，有二相、三相等多种控制方式，图 4-29 为三相时 钟控制方式。所谓“三相” ，是指在线阵列的每一级（即像素）有三个金属电极 P1、P2 和 P3， 在其上依次施加三个相位不同的时钟脉冲电压 Φ1、Φ2、Φ3。CCD 电注入的方法有光注入法 （对摄像器件） 、电注入法（对移位寄存器）和热注入法（对热像器件）等。如图 4-29 所示， ；当电极 P2 加上同样 采用输入二极管电注入法，可在高电位电极 P1 下产生一电荷包（t＝t0） 的高电位时，由于两电极下势阶间的耦合，原来在 P1 下的电荷包将在这两个电极下分布（t ＝t1） ；而当 P1 回到低电平时，电荷包就全部流入 P2 下的势价中（t＝t2） ；然后 P3 的电位升 高且 P2 的电位回到低电平，电荷包又转移到 P3 下的势讲中（即 t＝t3 的情况，图（a）中只 表示电极 P1 下势阶的电荷转移到电极 P2 下势讲的过程） 。可见，经过一个时钟脉冲周期，电 荷将从前一级的一个电极下转移到下一级的同号电极下。 这样， 随着时钟脉冲有规则的变化， 少子将从器件的一端转移到另一端； 然后通过反向偏置的 PN 结 （如图 4-29 中的输出二极管） 对少子进行收集，并送入前置放大器。由于上述信号输出的过程中没有借助扫描电子束，故 称为自扫描器件。图 4-29 电荷在三相 CCD 中的转移三、CCD 图像传感器利用电荷耦合技术组成的图像传感器称为电荷耦合图像传感器， 它由成排的感光元件与 电荷耦合移位寄存器等构成，电荷耦合图像传感器通常可分为线型传感器和面型传感器。 1、线型 CCD 图像传感器 线型图像传感器是由一列感光单元（称为光敏元阵列）和一列 CCD 并行而构成的。光敏 元和 CCD 之间有一个转移控制栅，基本结构如图 4-30 所示。图 4-30 线型 CCD 图像传感器 每个感光单元都与一个电荷耦合元件对应，感光元件阵列的各元件都是一个个耗尽的28MOS 电容器。它们具有一个梳状公共电极，而且由一个称之沟阻的高浓度 P 型区，在电气上 彼此隔离，为了使 MOS 电容器的电极是透光的。 当梳状电极呈高电压时，入射光所产生的光电荷由一个个光敏元收集，实现光积分。各 个光敏元中所积累的光电荷与该光敏元上所接收到的光照强度成正比， 也与光积分时间成正 比。在光积分时间结束的时刻，转移栅的电压提高． （平时为低压） ，与光敏元对应的电荷耦 合移位寄存器（CCD）电极也同时处于高电压状态。然后，降低梳状电极电压，各光敏元中 所积累的光电荷并行地转移到移位寄存器中。当转移完毕，转移栅电压降低，梳状电极电压 回复原来的高压状态以迎接下一次积分周期。 同时， 在电荷耦合移位寄存器上加上时钟脉冲， 将存储的电荷迅速从 CCD 中转移， 并在输出端串行输出。 这个过程重复地进行就得到相继的 行输出，从而读出电荷图形。 为了避免在电荷转移到输出端的过程中产生寄生的光积分， 移位寄存器上必须加一层不 透光的覆盖层，以避免光照。目前实用的线型 CCD 如图 4-30（b）所示为双行结构：在一排 图像传感器的两侧，布置有两排屏蔽光线的移位寄存器。单、双数光敏元中的信号电荷分别 转移到上、下面的移位寄存器中，然后信号电荷在时钟脉冲的作用下自左向右移动。从两个 寄存器出来的脉冲序列， 在输出端交替合并， 按照信号电荷在每个光敏元中原来的顺序输出。 2、面型 CCD 图像传感器 线型 CCD 图像传感器只能在一个方向上实现电子自扫描。 为获得二维图像， 除了必须采 用庞大的机械扫描装置外， 另一个突出的缺点是每个像素的积分时间仅相当于一个行时， 信 号强度难以提高。为了能在室内照明条件下获得足够的信噪比，有必要延长积分时间。于是 出现了类似于电子管扫描摄像管那样在整个帧时内均接受光照积累电荷的面型 CCD 图像传 感器。这种传感器在 x、y 两个方向上都能实现电子自扫描。面型 CCD 图像传感器在感光区、信号存储区和输出转移部分的安排上，迄今为止有多 种方式。输出寄存器 二相驱动检波二极管视频输出 垂直转移 寄存器感光区29图 4-31 一种面型 CCD 图像传感器结构 图 4-31 所示结构是用得最多的一种结构形式。它将感光元件与存储元件相隔排列，即 一列感光单元，一列不透光的存储单元交替排列。在感光区光敏元件积分结束时，转移控制 栅打开，电荷信号进入存储区。随后，在每个水平回扫周期内，存储区中整个电荷图像一次 一行地向上移到水平读出移位寄存器中。 接着这一行电荷信号在读出移位寄存器中向右移位 到输出器件，形成视频信号输出。这种结构的器件操作简单，但单元设计复杂，感光单元面 积减小，图像清晰。四、光敏二极管 CMOS 图像传感器光敏二极管CMOS图像传感器的像素结构目前主要有两种：无源像素图像传感器 PPS(Passive Pixel Sensor)和有源像素图像传感器APS(Active Pixel Sensor)，其结构如 图4-32（a）所示。由于PPS信噪比低、成像质量差，目前应用的绝大多数CMOS图像传感器都 采用APS结构，如图4-32（b）所示。APS结构的像素内部包含一个有源器件，该放大器具有 放大和缓冲功能，具有良好的消噪性能，且电荷不需要像CCD器件那样经过远距离移位到达 输出放大器，因此避免了所有与电荷转移有关的CCD器件的缺陷。由于每个放大器仅在读出 期间被激发，将经光电转换后的信号在像素内放大，然后用X-Y地址方式读出，提高了固体 图像传感器的灵敏度。 在脉冲扫描的瞬间，pn结加上反偏电压，耗尽层（空间电荷区）扩大。当扫描脉冲通过 后， pn结处于开路状态， 此时因入射光作用而激励出的载流子使耗尽层电容中累积的电荷放 电，耗尽层之间的电位下降。加上下一个脉冲电压时，将有结电容的充电电流流入，这种充 电电流将作为图像信号取出。图4-32 CMOS的两种像素结构 典型的CMOS传感器的总体结构如图4-32 所示。 在同一芯片上集成有模拟信号处理电路、 2 视频时序产生电路、数字转换电路、行选、列选及放大、光敏单元阵列、I C 控制接口等， 如果再加上镜头等其他配件就可以构成一个完整的摄像系统了。CMOS 图像传感器的支持电 路包括一个晶体振荡器和电源去耦合电路， 这些组件安装在PCB 板的背面， 只需占据很小的 2 空间。CMOS芯片内部提供了一系列控制寄存器，微处理器通过I C 串行总线来对自动增益、30自动曝光、白平衡、γ校正等功能进行控制。直接输出的数字视频信号可以很方便地和后续 处理电路接口，供数字信号处理器进行处理。图 4-33 CMOS 芯片组成框图 另外还有一种光栅型 CMOS 图像传感器，其采用前述表面势阱光积分结构，可以检测微 弱光。由于一个像素像素的尺寸很小，例如 50?m×50?m，用检测瞬时光电流的方法，将使 光灵敏度非常低， 光电成像器件多是利用两次扫描之间光所激励的载流子累积起来的结构形 式工作。 传感器每个感光元件对应图像传感器中的一个像点，由于感光元件只能感应光的强度， 无法捕获色彩信息，因此必须在感光元件上方覆盖彩色滤光片。在这方面，不同的传感器厂 商有不同的解决方案，最常用的做法是覆盖 RGB 红绿蓝三色滤光片，以 1：2：1 的构成由四 个像点构成一个彩色像素 （即红蓝滤光片分别覆盖一个像点， 剩下的两个像点都覆盖绿色滤 光片） ，采取这种比例的原因是人眼对绿色较为敏感。五、高速光电器件光电传感器的响应速度是重要指标， 随着光通信及光信息处理技术的提高， 一批高速光 电器件应运而生。 结光电二极管（PIN-PD） 1、PIN 结光电二极管（PIN-PD） PIN 结光敏二极管是以 PIN 结代替 PN 结的光敏二极管，在 PN 结中间设置一层较厚的 I 层（高电阻率的本征半导体）而制成，故简称为 PIN-PD。 PIN-PD 与普通 PD 不同之处是入射信号光由很薄的 P 层照射到较厚的 I 层时，大部分光 能被 I 层吸收，激发产生载流子形成光电流，因此 PIN-PD 比 PD 具有更高的光电转换效率。 此外，使用 PINPD 时往往可加较高的反向偏置电压，这样一方面使 PIN 结的耗尽层加宽，另 一方面可大大加强 PN 结电场， 使光生载流子在结电场中的定向运动加速， 减小了漂移时间， 大大提高了响应速度。 PIN-PD 具有响应速度快、灵敏度高、线性较好等特点，适用于光通信和光测量技术。 雪崩式光电二极管（APD） 2、雪崩式光电二极管（APD） ＋ APD 是在 PN 结的 P 型区一侧再设置一层掺杂浓度极高的 P 层而构成。使用时在元件两 端加上近于击穿的反向偏压，如图 4-34 所示。此种结构由于加上强大的反向偏压，能在以 5 ＋ P 层为中心的结构两侧及其附近形成极强的内部加速电场（可达 10 V/cm） 。受光照时，P 层 受光子能量激发跃迁至导带的电子，在内部加速电场作用下，高速通过 P 层，使 P 层产生碰 ＋ 撞电离，从而产生出大量的新生电子-空穴对，而它们也从强大的电场获得高能，并与从 P 层来的电子一样再次碰撞 P 层中的其他原子，又产生新电子-空穴对。这样，当所加反向偏 压足够大时，不断产生二次电子发射，并使载流子产生“雪崩”倍增，形成强大的光电流。31APD 的结构原理 雪崩二极管具有很高的灵敏度和响应速度， 但输出线性较差， 故它特别适用于光通信中 脉冲编码的工作方式。 由于 Si 长波长限较低，目前正研制适用于长波长的、灵敏度高的，用 GaAs、GaAlSb、 InGaAs 等材料构成的雪崩式光敏二极管。图 4-34激光传感技术 4．6 激光传感技术利用光学原理， 通过光波的一些物理特性进行精密测试， 是一种非常重要的测试技术方 法。由于光学测试方法具有非接触、高灵敏度、高精度以及动态性、实时性等优点，因此其 在实际应用中具有广阔的前景。 特别是 20 世纪 70 年代以后， 激光这种新型光源在精密测试 中的大量应用，由于其在单色性、光强等方面的巨大优越性，大幅度地提高了测量的灵敏度 和精度，并使整个测试系统的稳定性得以加强，使传统光学测试的领域得以扩展；更由于计 算机技术的广泛应用，使动态测量、实时测量以及相关比较测量等技术得以迅速发展。 光学测试技术包括很多方面，主要有：干涉测试技术、衍射测试技术、偏振测试技术、 激光多普勒技术、光全息技术、散斑技术、光扫描技术、莫尔条纹技术、辐射测温技术、光 谱技术、光导纤维技术、信息与图像检测技术等。 众所周知，光波是电磁波的一种，光具有干涉、衍射、偏振等特性，描述光波的物理参 量有：波长、频率、光速、相位、偏振态、光强等，外界作用可以通过各种途径来改变上述 表征光波特性的参量， 有些是利用了光波在传播过程中的固有特性， 有些是利用光波在与其 它物质相互作用的各种效应。 由此即可设计出针对各种测试对象的方法， 如干涉测试技术就 是利用了光波的干涉特性， 任何能改变光程差的外界作用， 均有可能通过干涉方法进行测量， 由于光的干涉对光波长尺度敏感， 因此其测量灵敏度很高。 而激光多普勒技术是利用了光学 多普勒效应，通过检测光波频率的变化，来达到测量速度的目的。又如光谱技术，主要是通 过光与物质的相互作用，来达到改变光强随波长的分布特性，从而测量物质的分子结构、化 学成分、浓度含量等。许多种光学测试方法都是由于激光的出现，才得到了蓬勃的发展，如 激光多普勒测速技术、光全息技术、激光扫描技术、光衍射技术等等。 用光敏二极管可以检测激光辐照度（作用在探测器上的有效电场分量）随时间的变化， 用图像传感器可以检测光干涉图和衍射图的空间变化， 与光路和计算分析结合在一起构成各 种专用功能的激光传感器系统，或称激光检测系统。如果在光路中应用光纤，则构成相应的 光纤传感器。4．6．1 干涉测试技术32光的波动性，光的电磁波本质，造成了光的干涉现象。干涉测试是以光学干涉原理为基 础进行精密测试的技术， 通常是以干涉条纹的形式来反映被测物理量的信息， 因此其测量灵 敏度都达到了光波长的量级，如果具有较好的条纹电子细分设备，这一灵敏度还可提高。 干涉条纹的形成是由于相互干涉的两路（或多路）光波的光程差在空间的分布而致，而 光程为光波所经几何长度与介质折射率的乘积， 因此利用干涉方法可以直接测量几何长度和 介质折射率（或它们的变化） ，这样与长度相关的位移、速度也就得到了测量；另外，一些 能够引起介质折射率变化的因素，如温度、应力、某些化学物质的浓度含量等也可通过干涉 方法得到间接测量。 由于激光的时间相干性非常好， 使实际应用中的各种大光程差测量得以 实现。 几种常见干涉仪及其在测试中的应用： 几种常见干涉仪及其在测试中的应用： 1、迈克尔逊干涉仪 迈克尔逊干涉仪是一种典型的分振幅法双光束干涉仪，其光路如图 4-35 所示。S 为一 扩展光源，M1、M2 为两平面反射镜，G1 为一半反射镜，G2 为材料厚度均与 G1 相同的玻璃板， 由于它起到补偿光程及色散的作用，因此通常称为补偿板。入射光经半反射镜 G1 被分为两 束，由 M1、M2 分别反射后回到 G1，其中由 M1 反射的光束有一半透过半反射镜 G1，由 M2 反射 的光束也有一半被 G1 反射，最后通过透镜 L 在焦面上相遇干涉。 若 M1 固定不动，M2 可作左右移动，则当出现一个干涉条纹的移动时,M2 的移动距离为?l =λ2（式 4-41）在空气中测量时，如果对测量精度要求不高，可取真空中波长，否则应使用对应介质中 的光波长，这时式(4-1)应为?l =λ02n（式 4-42）式中 n 为介质折射率,λ0 为光波真空中波长。图 4-35 迈克尔逊于涉仪33图 4-36 马赫-曾特尔干涉仪 2、马赫-曾特尔干涉仪 马赫马赫-曾特尔干涉仪也是一种分振幅法双光束干涉仪，其光路如图 4-36 所示。M1、M2 为 两块平面反射镜,G1、G2 为两块半反射的分束板，四个反射面相互平行，中心光路构成平行 四边形。点光源位于透镜 L1 的焦点上，光线经 L1 准直后形成入射平面光波，入射光被 G1 分 为两束，分别经 M1 反射、G2 透射和 M2 反射、G2 反射，最后通过透镜 L2 相遇干涉。 两光路一个可作为参考臂，另一个可作为测试臂，当轻微移动反射镜 M1 或 M2 时，可以 观察到条纹移动。 这种干涉仪虽然在制造工艺和调节方面比较困难， 但它却具有一个明显的 优点：两光束分得很开，这样可以避免两光路之间的相互影响。在实际测量中，通常希望了 解外界作用对光波光程的影响， 因此要求测试光束的光程随外界作用而改变， 而参考光束的 光程不发生变化。马赫-曾特尔干涉仪在这一方面比较容易实现，并且这种光路结构适合于 对大部件的检验， 这种干涉仪的另一优点是没有反射光返回光源， 这样就可以减小激光器输 出的波动。 马赫-曾特尔干涉仪在空气动力学的研究中具有重要价值。由于气体折射率在一定范围 内与其密度近似成正比， 而折射率的变化必然使通过其中的光波光程发生改变。 如果在干涉 仪一臂放入待测气流 （如风洞),另一臂中放入相同气体的静止参考气室， 则通过干涉条纹即 可分析气体折射率和密度的分布。 3、萨格纳克干涉仪 图 4-37 为萨格纳克干涉仪的光路结构，其中 M1、M2、M3 为平面反射镜下为半反射镜。 M M 入射光由半反射镜 G 分为两束， 它们分别沿相反方向在由 M1、 3、 3 组成的闭合光路中传播， 最后再经半反射镜 G 进入光电探测器， 同时有一半光能返回激光器。 当将其中一块反射镜沿 垂直其反射面方向移动时， 由于两路光波光程发生同样变化， 因此观察不到干涉条纹的移动。 当将整个干涉仪绕垂直于光束传播平面的轴旋转时（如沿顺时针方向旋转）,则沿顺时针方 向传播的光束到达探测器的时间将滞后于沿逆时针方向传播的光束。 因此萨格纳克干涉仪可 用于测量转速，它是激光陀螺和光纤陀螺传感器设计的基础。34图 4-37 萨格纳克干涉仪 4、法布里-珀罗干涉仪 法布里以上我们介绍的四种干涉仪均采用了双光束干涉的形式，而法布里-珀罗干涉仪是一种 典型的多光束干涉仪，其结构如图 4-39 所示。图 4-39 法布里-珀罗干涉仪 B 光线在 扩展光源 S 发出的光线经透镜 L1 后射入两块相对放置的高反射平面镜 B1、 2 内， B1、B2 之间多次反射，由 B2 透射的系列平行光线最后经透镜 L2 在焦面上相遇干涉。其中由 B1、B2 组成的结构称为法-珀腔，它们相对的两表面相互平行并镀有高反射膜，为了避免两 外表面反射光的影响，通常使 B1、B2 内、外两表面之间保持一个小的夹角。若将膨胀系数很 小的精密隔圈放在两高反射平面镜之间以固定其间距，则这种结构也被称为 F-P 标准具。 根据波动光学干涉理论，透射光强可用下式表示：IT =I0 4 R sin 2 (δ / 2) 1+ (1 ? R ) 2（式 4-43）其中δ =4πnd cos θλ0（式 4-44）式中δ为相邻两透射光之间的位相差， 为高反射膜的光强反射率， R θ为光线在膜内的倾角， n 为两反射膜之间的介质折射率,d 为它们之间的距离,λ0 为真空中光波长。 法布里-珀罗干涉仪形成的干涉条纹为等倾干涉的同心圆环，由于采用多光束干涉的形 式，其干涉条纹非常细锐，波长分辨率很高，因此被广泛地应用于光谱精细结构分析中。35IT =当然，应用法布里-用罗干涉仪也可测量长度或折射率，根据 （式 4-43、其中I0 4 R sin 2 (δ / 2) 1+ (1 ? R ) 2δ =4πnd cos θλ0（式 4-44 两式，当出现一个干涉条纹的移动时，两高反射平面镜之间距离改变为?d =λ02n（式 4-45）上式考虑了在干涉圆环中心处θ角很小，可认为 cosθ≈l。当介质折射率 n 发生变化时， 同样可以出现干涉条纹的移动。4．6．2 衍射测试技术光的衍射现象早已为人们所知，并有着各种重要的应用，如衍射光栅用于光谱分析，利 用菲涅耳衍射制成的菲涅耳波带片等。 但是光的衍射应用于精密测试领域， 却是由于激光的 出现。激光具有非常好的单色性、高亮度和方向性，使实际测试应用中比较容易产生清晰的 衍射图像。激光衍射测试方法是一种发展很快的非接触精密测试方法，由于其操作简单、计 算方便、性能稳定、灵敏度高等优点，自从 70 年代 T．R．Pryer 首次提出以来，得到了迅 速发展。 激光衍射测试方法的基本原理是利用了夫朗和费衍射效应。 夫朗和费衍射是一种远场衍 射，与之相对的是菲涅耳衍射，即近场衍射。所谓夫朗和费衍射从原理上讲就是指光源和接 收屏幕距离衍射屏均为无穷远， 也就是指平行光通过衍射屏， 并在无穷远接收衍射图像的情 2 况。考虑衍射屏与接收屏幕之间的距离为 L，当 L&& d /λ 时，即可认为满足无穷远的要求， d 为障碍物尺寸， λ为光波长， 如图 4-38(a)所示。 通常在实验室和实际应用中， 使用图 4-38(b) 的装置，点光源用透镜 L1 准直形成平行光入射，在衍射屏后用 L2 透镜将衍射图像成像在焦 面上。图 4-38 夫朗和费衍射 夫朗和费衍射与菲涅耳衍射相比分析起来较为简单， 可以用简单的计算求得较为准确的 光强分布公式，因此，它在实际测量中具有重要的意义。我们以夫朗和费单缝衍射为例来说 明激光衍射测试的基本原理。如图 4-39 所示，用经准直扩束的平行激光照射被测物与参考 物之间的间隙， 在后面用透镜将衍射图像成像， 这样接收回屏幕上得到的将是夫朗和费单缝 衍射条纹。36图 4-39 夫朗和费单缝衍射测量原理 衍射条纹的光强分布应为? sin α ? I = I0? ? ? a ?其中2（式 4-46）α=πd sin θ λ式中θ为衍射光线与光轴的夹角， 为参考物与被测物所形成的间隙宽度， d λ上为光波长,I0 为光轴上衍射主极强的光强。 夫朗和费单缝衍射条纹的特点是在光轴上形成一个衍射主极强， 光能量大部分集中在主 极强上，在它两边对称分布一系列衍射次极强，光强随着与光轴距离的增大将逐渐减小。从 式（4-28）可以看出，当α=±π，±2π，±3π，……时，I＝0，将出现暗条纹。由于各 衍射峰均有一定的角宽度，因此暗条纹位置较容易确定；并且衍射峰之间不等间隔。而暗条 纹之间是等间隔的，因此，一般测量衍射暗条纹的位置，这样就可以确定 d，即被测物的位 置或位置变化。 当 a＝±π，±2π，±3π，……，±nπ时，sin θ = ± nλd（n 为正整数）（式 4-47）当满足运场条件时θ值很小，