5. Az optikai sugárzás érzékelése. 5. Az optikai sugárzás érzékelése

Átírás

1 5. Az optikai sugárzás érzékelése Ha a számítógép képernyőjének fotometriai tulajdonságait meg akarjuk határozni, mérnünk kell a képernyő kibocsátott fényét. Hosszú időn át vizuális összehasonlítással végezték a fotometriai méréseket. Ahogy a fizikában újabb és újabb módszereket ismertek meg, melyekkel optikai sugárzást más fizikai mennyiséggé lehetett alakítani, megkísérelték az ezen jelenségeken alapuló műszerek építését is. Napjainkban a következő fizikai hatásokat használjuk ki optikai sugárzásmérésre: Belső fényelektromos hatás Záróréteges fényelektromos hatás Külső fényelektromos hatás Termo-elektromos hatás Egyéb termikus hatások Az alábbiakban áttekintjük az egyes hatások fizikai alapjait és az ezek felhasználásával készülő eszközök működését. Részletesebben fogunk foglalkozni a záróréteges fényelektromos hatással, mert a legtöbb gyakorlatban használt fénymérő eszközben ma ezen a hatáson alapuló fényelemeket találjuk. Továbbá a CCD kamerák felépítésének példáján ismertetjük majd a képalkotó detektorok működését. 5.1 Belső fényelektromos hatás Ha félvezető anyagot két ohmikus kontaktussal látunk el és ezt az eszközt külső áramkörbe kapcsoljuk, úgy a félvezető szabad töltéshordozó koncentrációjától és a töltéshordozók mozgékonyságától függő áramot regisztrálhatunk (l ábra). A cellát sötétben tartva is mérhetünk áramot, ezt hívják sötétáramnak. Ha a fotovezető cellát a félvezető anyag tilossáv szélességénél nagyobb energiájú (rövidebb hullámhosszúságú) sugárzással világítjuk meg, úgy a félvezetőben töltéshordozók válnak szabaddá, melyek a külső tér hatására elmozdulnak s a besugárzás erősségétől függő áramerősség növekedést hoznak létre. A fotovezető egyszerűsített sávképét a 5-2. ábra szemlélteti. E a félvezető tilos-sáv szélessége, hν az elnyelt foton energiája. Szabad elektronlyuk pár jön létre, ha hν > E ábra. Fotovezető cella áramköre. 56

2 vezetési sáv foton : h ν > E tilos sáv E, ev vegyérték kötési (valencia) sáv ábra: Fotovezető anyag egyszerűsített sávképe. A gyakorlatban fotovezető cellákat pl. relé vezérlésre használnak, mert viszonylag nagy áramokat tudnak kapcsolni. Méréstechnikai alkalmazásuk egy-egy infravörös spektrumtartományra korlátozódik, amelyben nincs más - jobb - detektor. Ennek oka, hogy sötétáramuk hőmérsékletfüggő és a cellán átfolyó áram a besugárzással nem lineárisan változik. Ezért a méréshez használandó elektronikában több korrekciós áramkört kell alkalmazni. 5.2 Záróréteges fényelektromos hatás Fényelem Napjainkban a legtöbbet használt fényelektromos átalakító a záróréteges fényelektromos hatáson alapuló fényelem. Elektromos felépítése megegyezik az egyenirányító diódáéval, csak természetesen úgy igyekeznek kialakítani, hogy jó optikai hatásfokot érjen el. A fénymérésre használt fényelemek ma szilíciumból készülnek, mert a Sifényelemek a teljes látható színképtartományban érzékenyek, s kialakíthatók úgy is, hogy az ultraibolyában is azok legyenek. Szilícium mellett - az infravörös színképtartomány számára - jelentős még a germánium alapú fényelem és a periódusos rendszer 3. és 5. oszlopának elemeiből alkotott vegyület félvezetőkből készült fényelemek, mint pl. a GaAs vagy a GaAs x P 1-x fényelem. Ezen ún. III-V félvezető detektorok színképi érzékenységét a vegyület összetételével lehet szabályozni. Az (5-3ábrán Si, Ge és GaAsP fényelem színképi érzékenységét tüntettük fel ábra: Néhány szokásos fényelem színképi érzékenység görbéje. 57

3 Tipikus Si fényelem szerkezeti képét mutatja a 5-4. ábra. Az n-típusú Si tömb hátsó kontaktusa felé erősebben adalékolt tartományt hoznak létre (n + ), melyhez az ohmikus fémes kontaktus csatlakozik. Az aktív p-n átmenetet p-típusú adalékolással valósítják meg, pl. diffúzióval. A p-n átmenetnél jön létre a kiürülési tartomány. A p + - diffúziós tartományhoz csatlakozik az anód-kontaktus. Az aktív területet megfelelő passzíváló réteggel zárják le ábra. Si-fényelem felépítési vázlata. A megvilágítás hatására létrejövő elektron-folyamatokat az 5-5. ábra alapján tehetjük szemléletessé: A5-5.a ábrán azt igyekeztünk feltüntetni, hogy besugárzás nélkül a p + diffúziós tartományban szabad lyuk, az n -típusú tömbben szabad elektron többlet van. (Ahhoz, hogy a félvezető elektromosan semleges állapotban legyen, a szabad töltéshordozókat kompenzáló töltés a tilossávban lévő elektron/lyuk állapotokban található.) A tilossáv szélességnek megfelelő energiánál nagyobb energiával történő besugárzás hatására szabad lyuk-elektron párok jönnek létre. Ez a fotonokkal történő gerjesztés úgy működik, mint egy áramgenerátor. A tömbben keletkezett lyukak a p- típusú tartomány felé igyekeznek, a diffundáltatott rétegben keltett elektronok pedig a tömb felé fognak vándorolni. Az 5-5.b ábrán a p-n átmenet sávképének leegyszerűsített formáját láthatjuk. Fényelem üzemmódban - mint arra rövidesen kitérünk - arról gondoskodunk, hogy a fényelemet rövidzár" üzemmódban használjuk, azaz az áramot úgy mérjük, hogy közben a külső kontaktusok között lehetőleg ne legyen feszültségkülönbség. A sávképben ennek az felel meg, hogy a p-n átmenet két oldalán a Fermi-szint azonos magasságban van. 58

4 a.) b.) 5-5. ábra: Elektron folyamatok a megvilágított fényelemben. Mivel a félvezető adalékolása (dópolása) az átmenet két oldalán különböző, a vezetési sáv alja és a vegyértékkötési sáv teteje ebben a képben az átmenet két oldalán különböző elektron-energia értékekhez tartozik. Ha a félvezetőt a tilossávszélességnél nagyobb energiájú (rövidebb hullámhosszúságú) sugárzás éri, úgy elektron-lyuk párok keletkeznek. Ha ez az elektron-lyuk párkeltés a p-n átmenethez elég közel jön létre, úgy a töltéshordozók diffúzióval eljuthatnak a kiürülési tartományhoz, ahol már elektromos tér is hajtja őket, hogy az elektronok az n-típusú réteghez, a lyukak pedig a p-típusú réteghez vándoroljanak, s így a külső áramkörben áramot hozzanak létre. Ha nem gondoskodunk a töltések elvezetéséről, úgy potenciálkülönbség épül fel a p-n átmenet két oldalán, azaz a Fermi szint más-más energiaértékhez tartozik az átmenet két oldalán, s ez a potenciálkülönbség meggátolja a további szabaddá vált töltéshordozók szétválását, ezért egy egyensúlyi potenciálkülönbség lép fel. A fényelem elektromos helyettesítő képét az 5-6. ábrán láthatjuk: Az előzőekben az áramgenerátorról már beszéltünk, mely a diódán I D áramot hajt át s az áramkör egyes elemei értékétől függő V D feszültségkülönbséget állít be. A diódának véges kapacitása van (C j ). A félvezető p-n átmenet sohasem ideális, az átmenet két oldala között mindig van egy bizonyos söntölő ellenállás is, R sh, melyen az I' áram folyik. A p-n átmenet mindkét oldalától el kell vezetnünk az áramot, s az elvezető réteg mint soros ellenállás (R s ) jelentkezik. A fényelem hátoldalán az n-típusú tömb és a fémes kontaktus közé helyezett n + -típusú réteggel ez a soros ellenállás kis értéken tartható. Ezzel szemben a p + adalékolt réteg és a homloklapon lévő elektróda közt nehezebb a kis-ellenállású kontaktust kialakítani, hiszen egyrészt legyen nagyfelületű a fényelem, hogy sok sugárzást tudjon elektromos jellé átalakítani, másrészt a fedő kontaktáló réteg legyen átlátszó az optikai besugárzás számára. Ezen követelmények csak nagyobb soros ellenállású hozzávezetéssel elégíthetők ki. A fényelem technológia egyik kulcskérdése 59

5 - főleg az energiatermelés számára készített fényelem esetén - a kellő kis soros ellenállású fedőkontaktus megvalósítása. Kis besugárzások mérésére szánt fényelemeknél a minél nagyobb R sh sönt ellenállásra kell törekedni, mert ez befolyásolja a fényelemhez csatlakoztatott műveleti erősítős egység eredő drift-jét. I L : fotoáram; I D : dióda áram; I 0 : kimenő áram R sh : sönt ellenállás; R S : soros ellenállás; R L : terhelő ellenállás V D : dióda feszültség, V 0 : kimenő feszültség; C j : átmenet kapacitása 5-6. ábra: A fényelem helyettesítő képe. A soros ellenálláson kívül helyezkedik el a mérőkör, melyet az R L terhelő ellenállás reprezentál. Ezen folyik át az I 0 áram, s ennek hatására lép fel a fényelem külső kapcsai közt a V 0 feszültségkülönbség. Az 5-6. ábrán bemutatott helyettesítő képnek megfelelően a külső áramkörben folyó áram értéke qvd (5-1) I 0 = I L I D I sh = I L I S exp 1 I sh kt ahol I L a fotogenerált áram, I D a dióda áram, I sh pedig a sönt áram; I S a dióda záró irányú telítési árama, q az elemi töltés értéke, V D a dióda feszültség, k a Boltzmann állandó, T pedig az abszolút hőmérséklet. Ismeretes, hogy a dióda záróirányú telítési árama a félvezető elektromos tulajdonságán kívül a hőmérséklettől is függ, s ezen összefüggés alakja: (5-2) qφ I S = const exp kt a) A továbbiakan az egyenlet két határesetét analizáljuk: (5-3) I 0 =0 és R sh (azaz I sh 0) Ezen esetben 60

6 kt I L I (5-4) V D0 = ln sh + 1 cons t ln I q I S azaz a fényelem "üresjárási feszültsége" a besugárzás keltette áram logaritmusával arányos. b) (5-5) V 0 =0, azaz R L 0 Ezen esetben I 0 -t I sc -vel (short circuit current) jelöljük: (5-6) I SC qv D Is. = IL exp 1 kt I sh L qrsisc 1 RsIsc Is. = IL exp kt Rsh mivel az R sh kapcsain lévő feszültség R S I SC. A fényelem készítésénél arra törekszünk, hogy R S minél kisebb, a parazita átvezetés (R sh ) pedig minél nagyobb legyen. A gyakorlatban R S <<R sh, és ha R s 0 akkor (5-7) qrsisc I S. exp 1 0 kt s így az (5-6) egyenlet a "rövidzár üzemmódban" az (5-8) I SC I L alakra egyszerűsödik, azaz rövidzár üzemmódban a külső körben mérhető áramérték az optikai gerjesztés keltette árammal lineárisan arányos. Ennek köszönhető, hogy a fényelem tág sugárzási intenzitás tartományban lineáris optikai detektorként használható. A lineáris üzemmódtól nagy megvilágításnál akkor lép fel eltérés, amikor R S értéke, s az azon való feszültségesés, már nem elhanyagolható. A legkisebb mérhető áramértéknek, s ezzel együtt a legkisebb mérhető besugárzás értéknek a fényelem és mérőkörén fellépő zaj szab határt (l. később) Fotodióda A záróréteges fényelektromos cella nem csak fényelem üzemmódban használható, azaz külső áramforrás nélkül, de úgy is, hogy záró irányba előfeszítjük, ezt az üzemmódot "fotodióda " üzemmódnak nevezzük. Az 5-7. ábrán a fotodióda feszültség-áram karakterisztikáját láthatjuk, különböző erősségű külső besugárzás esetére. Besugárzás nélkül a legfelső görbe mutatja az áram-feszültség karakterisztikát, s ez megegyezik egy közönséges dióda karakterisztikájával. Itt a záróirányú előfeszítéshez, fotodióda üzemmódhoz (reverse-biased mode) tartozó áramot hívjuk sötétáramnak (dark current), mely a dióda sönt ellenállásán folyó áram. A fotodiódát besugározva a záróirányú tartományban is kapunk áramot, ez a fotoáram (photo-current). Nyitó irányú előfeszítésnél a besugárzástól független nagy értékre emelkedhet az áram és tönkreteheti a diódát. Az ábrán feltüntettük a 0 V előfeszítéshez és sötét állapothoz tartozó R D dinamikus sötét ellenállást, valamint a fényelem üzemmódot két különböző terhelő ellenállás esetén: Az R L = 500 Ω elég kicsi ahhoz (a rajzon feltüntetett maximális besugárzás esetén is), hogy rövidzár üzemmódról beszéljünk, ezzel szemben az R L = 61

7 10 kω esetén már közel járunk az üresjárási feszültség üzemmódhoz, amikor a terhelésen mért feszültség a besugárzással közel logaritmikusan változik ábra: Fotodióda feszültség-áram karakterisztikája. Az előfeszített - fotodióda - üzemmód előnye, hogy nagyobb terhelő ellenállást alkalmazhatunk és hogy az eszköz gyorsabb lesz (lecsökken a dióda kapacitása, melyet a fotoáram fel kell, hogy töltsön). Ezzel szemben a fotodióda árama zajosabb, ezért ha a gyors működés nem követelmény, fényelemet használunk Avalanche vagy lavina fotodióda A záróréteges fényelektromos hatáson alapuló eszközöknek még egy csoportját kell megemlítenünk, melyek gyakorlati jelentősége rohamosan nő: Az avalanch fotodióda olyan eszköz, melynél az átmenetet intrinzik tartomány követ, s kellő nagy záróirányú feszültséget helyezve az eszközre, ezen intrinzik rétegbe bejutott töltéshordozó a nagy térerősség hatására felgyorsul, ütközéssel további töltéshordozókat tesz szabaddá, s így lavina-sokszorozást vált ki. Az avalanche diódáról levehető jel az alfejezetben tárgyalandó fotoelektron-sokszorozókhoz hasonlóan a primer fotojel sokszorosa. Az avalanche fotodiódák igen gyors működésűek, és megfelelő áramkörrel kiegészítve egyes fotonok keltette jelek regisztrálására is alkalmasak. 5.3 CCD képalkotó detektorok A televíziós képfelvevő technika elterjedése óta kísérleteznek a fotometriairadiometriai mérésekkel foglalkozó szakemberek azzal, hogy az optikai sugárzást kétdimenziós felbontással határozzák meg. Az informatikus gyakorlatában pl. ha a képernyő fénysűrűségeloszlását nem kellene pontonkénti méréssel meghatároznia, hanem egy lépésben kaphatna felvilágosítást a képernyő fénysűrűség eloszlásáról, ez igen komoly időmegtakarítással járhatna. A képfelvevő csövek (ortikon, image ortikon, vidikon, plumbikon stb.) rendszerek stabilitása, linearitása nem volt kellő értékű ahhoz, hogy segítségükkel pontosabb képi felbontást is lehetővé tevő, radiometriai vagy fotometriai mérést 62

8 végezzünk. A modern félvezető eszközök speciális családja, a töltéscsatolt eszközök (charge coupled devices, CCD) tették lehetővé, hogy képi információ intenzitáselosztását számítógépes feldolgozással mérjük. A CCD alapeleme a MOS (metal-oxide-semiconductor) kondenzátor. Ennek elvi vázlatát szemlélteti az 5-8. ábra. Ha a V kapu -ra pozitív feszültséget teszünk, a p- típusú tömbben lévő szabad lyukak a földelt hátsó elektróda felé migrálnak. A kapu elektróda alatt kiürülési tartomány jön létre. A kapu környékét a Si tilos-sáv szélességénél nagyobb energiájú fotonokkal megvilágítva, a kiürülési tartományban lyuk-elektron párok keletkeznek. Az elektronok a kiürülési tartományban maradnak, a lyukak a földelt elektróda felé távoznak. A kiürülési tartományban tárolható töltés mennyisége függ az alkalmazott feszültségtől, az oxidréteg vastagságától és a kapu elektróda területétől. A maximálisan tárolható elektronok számával jellemezzük a kapu alatt kialakuló un. kutat. Egy más tipusú, un. eltemetett csatornájú (buried channel) elrendezést mutat az. ábra: p típusú Si hordozóra kb. 1 µm vastag n- típusú réteget növesztenek fel, majd ennek felületén kb. 0,1 µm vastag szigetelő SiO 2 réteget hoznak létre. A szerkezet kialakítását fém vagy erősen dópolt polikristályos Si-elektróda (kapu elektróda) zárja le. Az ábrán feltüntettük, hogy pl. optikai gerjesztés hatására keletkező töltéshordozópárok a kiürülési tartományban (depletion region) szétválnak és az n- ill. p-típusú tartományba mozdulnak el (a kiürülési tartomány beépített terének hatására drift-mozgással). V kapu Fém elektróda kapu elektróda oxid réteg n-típusú Si-réteg Oxid réteg foto-generált lyuk-elektron pár Kiürülési tartomány p-típusú Si tömb p-tipusú Si tömb 5-8. ábra: MOS kapu vázlata ábra: Eltemetett csatornájú (buried channel) p-n átmenetet tartalmazó CCD elem vázlata. Az5-8. ábrán az 5-9. ábra szerinti elrendezés sávképét látjuk, E v a vegyértékkötési sáv (valence band) tetejét, E c a vezetési sáv (conduction band) alját szemlélteti. Az a) ábra az energia-sávképet egyensúlyi állapotban mutatja. A b) ábrán azt az esetet tüntettük fel, amikor a kapu elektródára pozitív feszültséget helyezünk, és a kapu alatti Si területet besugározzuk. Ilyenkor a fentiek szerint töltéshordozó párok keletkeznek, melyek az átmeneten szétválnak és az n-típusú rétegben negatív töltésfelhő marad vissza. 63

9 a) kapu p-típusú Si tömb átmenet E c Fermi szint E v oxid n-típusú Si réteg b) kapu E c E v oxid ábra: Az 5-8. ábrán bemutatott p-n átmenet elrendezés sávképe a) egyensúlyi állapotban és b) pozitív feszültséget helyezve a kapu elektródára és megvilágítva az átmenetet. Gyakorlatban kialakított CCD pixel keresztmetszetét az ábrán szemléltetjük, ahol az oldalt lévő oxid réteg és alatta elhelyezkedő erősen p-típusura dópolt réteg a jel-töltést a kapu elektróda alá koncentrálja. Ahhoz, hogy képszerű információt tudjunk felvenni, ilyen pixelek egy- vagy kétdimenziós mátrixát kell létrehozni. Adott időpillanatban pl. az egyik kaput feszítjük elő, a szomszédosakat nem. Mivel az előfeszített kapuval rendelkező pixel alatt az elektronenergia kisebb, mint az elő nem feszített kapu alatt, a szomszédosan elhelyezett elő nem feszített kapuk úgy működnek, hogy a töltést az előfeszített kapu alatti területre koncentrálják, s annak szétfolyását megakadályozzák ábra: Gyakorlatban kialakított CCD pixel vázlata. 64

10 Feladatunk a kapu elektróda alatt összegyűjtött töltésfelhő kiolvasása, számítógépbe való bevitele. Ehhez mozgatnunk kell tudni a töltésfelhőt, s ki kell vezetni a kiolvasó elektronikához. Az ilyen mozgatást is lehetővé tevő pixel szerkezete valamivel bonyolultabb. Különböző 2, 3, 4 elektródás elrendezéseket dolgoztak ki az egyes gyártók, mi itt az un. három fázisú elrendezés alapján ismertetjük egy CCD sor, majd mátrix működését 2. Egyetlen teljes CCD pixel sematikus képét láthatjuk az ábrán. A pixel-sor hosszanti irányában az oxid réteggel és dópolással kialakított csatorna határok (channel stops) akadályozzák meg a töltés szétfolyását. Az ábrán bemutatott elrendezésnél az alaphelyzetben a középen elhelyezkedő kapu elektróda a legpozitívabb, így alatta gyűlik össze a töltés, mely a besugárzás hatására keletkezett. A korábban elmondottak szerint az elektronok gyűlnek a potenciál-völgyben, a lyukak a p-típusú alapba diffundálnak Háromfázisú CCD pixel elrendezése. A 3 db. kapuelektródát egymás után különböző potenciálra kapcsolva az adott jel-kapu alatt összegyűlt töltést a szomszédos kapu alá vihetjük át, és így tovább. Ennek mechanizmusát az ábrán szemléltetjük. Az ábra alján idődiagramot láthatunk. Az ábra tetején a vezérlésre használt 3 elektródasor (P 1, P 2, P 3 ) kapcsolását. A t 0 + időintervallumban a P 2 elektródát feszítjük elő, az ehhez tartozó kapu alatt gyűlik össze a foto-generált töltés. A t 1 időpillanatban a P 3 elektródát is előfeszítjük, kialakul a P 3 kapu alatt is a potenciálvölgy, a töltés egy része átfolyik ezen kapu alatti potenciálvölgybe (t 1 + fázis). Ezt követően (t 2 időpillanat) a P 2 elektróda potenciálját nyugalmi helyzetbe hozzuk, a P 2 kapu alatt a völgy megszűnik, minden töltés a P 3 elektróda alatt összpontosul. A t 3 időpillanatban a P 1 elektródát feszítjük elő, a potenciálvölgy ismét egyharmad pixellel eltolódik. Az ábra szerint látható, hogy a t 4 és t 5 időpillanatokban kapcsolt fázisokkal a töltést tovább tudjuk tolni. Végül a t 6 időpillanatban visszatérünk a t 0 helyzethez, de minden generált töltéscsomag egy pixellel jobbra tolódott. 65

11 5-13. ábra: Töltéstovábbítás háromfázisú CCD elemben. A jelet a CCD sor végén megfelelő elektronikus kapcsolással továbbíthatjuk a feldolgozó elektronika felé. Amennyiben vonalszerű információt akarunk feldolgozni, úgy ez az elrendezés kielégítő. Ha azonban az információ kétdimenziós, úgy még arról is gondoskodni kell, hogy az egyes sorok végén összegyűlt jel-csomagokat egymás után megfelelő shift-regiszterrel vezessük a feldolgozó elektronikába. Ilyen képfeldolgozó elrendezés vázlatát mutatja az ábra. 66

12 M db lineáris regiszter N elembõl álló CCD sor soros kiolvasó regiszter kiemõ kimenő erõsítõ erősítő ábra: Képfeldolgozó CCD elvi felépítése. A gyakorlatban még számos további funkciót is el kell látnia a CCD detektort vezérlő áramkörnek. Így pl. gondoskodni kell arról, hogy a kiolvasás ideje alatt ne akkumulálódjék további töltés az egyes pixelekben, mert a CCD-re vetített kép természetesen nem mozdul el a töltésfelhő továbbítása során, s így a kiolvasás alatt olyan pixelekre jutna gerjesztés, mely az eredeti besugárzás ideje alatt nem kapott besugárzást, és fordítva. Ez a kép un. elkenődését hozná létre. Ennek kiküszöbölésére is számos módszert dolgoztak ki. Legegyszerűbb a filmvetítőkből ismert pillangó használata, mely csak a megfelelő időpontokban való besugárzást teszi lehetővé. Más megoldásnál pl. minden lineáris regiszterhez tartozik egy eltakart regiszter. A töltést nagyon gyorsan a megvilágított regiszterhez tartozó pixelből az eltakart regiszterhez továbbítjuk, majd ebből történik a kiolvasás. Vannak teljes N x M mátrixokat eltakart regiszterekbe továbbító (shiftelő) megoldások. Ezek részleteire itt nem tudunk kitérni, de adott felhasználáshoz történő CCD kamera választásánál lényeges, hogy milyen töltés-veszteséget, nem hasznos fény besugárzást stb. engedhetünk meg (CCD kamerákkal foglalkozó speciálkollégium keretében lehet ezzel a kérdéssel megismerkedni). A CCD cellák készítésénél különböző passziváló rétegeket kell a Si felületén kialakítani. Ezen rétegek vastagsága a mérendő sugárzás hullámhosszával összemérhető, optikai törésmutatójuk viszont különböző. Ezért az egyes rétegek határfelületén reflexió jön létre és a reflektálódó, illetve továbbhaladó sugárzás interferencia jelenségeket okoz, ami a CCD cellák színképi érzékenység-eloszlásában több kisebb maximumot hoz létre. Ez sok gyakorlati felhasználásnál zavaró lehet. Kidolgoztak olyan CCD cellákat is, melyeknél a hátoldali Si tömböt elvékonyítják, és a hátoldalról világítják meg a detektort. Ezzel nagy és egyenletes érzékenységet lehet elérni. Az ábrán front oldalról és hátoldalról megvilágított CCD pixel spektrális kvantumhatásfokát tüntettük fel, összehasonlítva a GaAs fotokatód kvantumhatásfokával 3. 67

13 5-15. ábra: Front (oxid) és hát (tömb) oldalról megvilágított CCD spektrális érzékenysége, összehasonlítva GaAs fotokatód érzékenységével. A CCD eszközt megvalósító Si-tömbben - zavaró jelként - sötétáram generálódik. Keletkezése három fő okra vezethető vissza: hő miatti generálódás és diffúzió, hő miatti generálódás a kiürítési rétegben és hő miatti generálódás a környezet hatására. Ezek a zajforrások csökkenthetők hűtéssel, vagy úgynevezett sötét pixelek alkalmazásával: ezek a pixelek az állandó sötét áramot határozzák meg, melyet az aktív pixelek jelértékéből kivonva, a fotogenerált jelet kapjuk. Zavarásként jelentkezhet a megtelt völgyből kicsorduló töltés. Ezt további félvezető struktúra, un. túlfolyás elnyelővel szüntetik meg, megakadályozva a hamis kép megjelenését. A tömbök jellemzésére használják a ' töltés átvitel hatékonysága ' mennyiséget (CTE), amely az átvitel során a kapukon visszamaradó elektronok számára jellemző. Kiolvasáskor az egyes pixelekhez tartozó kapu-kondenzátorokat alap helyzetbe kell állítani, azaz reszetelni kell. A visszamaradó töltések mennyiségének bizonytalansága feszültségingadozásként jelenhet meg. A tömbbe integrálható, összefüggő dupla mintavételezést megvalósító áramkör ezt megszünteti. Az aktív megfigyelési terület növelésére mikrolencséket alkalmaznak. Ezek az egyes pixelek előtt elhelyezkedő apró lencsék. Feladatuk, hogy az aktív terület mellett elhelyezkedő, különböző egyéb áramköri elemeket tartalmazó (pl. kiolvasási, címzési elektródok), és nem aktív területek felett beérkező sugárzást is az aktív területekre irányítsák. Ilyen mikrolencsés elrendezésre mutat példát az ábra 4. A CCD tömbök jellemzését két szempont, a jel és a zaj felől megközelítve vizsgálhatjuk. A CCD eszköz fontos jellemzői: - minimumjel: a zajjal egyenértékű sugárzás ( NEP ), amely nagyon jó diagnosztizáló eszköz a zaj megjelenés igazolására. Különböző architektúrák összehasonlítására szolgál, mert a spektrális érzékenységtől és a zajtól függ (lásd még 5.6 fejezet). - maximumjel: az a bemenő jel, amely megtölti az egyes kapu elektródák alatti völgyeket (forrásokat). Architektúrától, fázisszámtól, pixelmérettől függően változhat. 68

14 - dinamikus tartomány: a maximum jel és a zaj hányadosaként számoljuk. Ha a rendszer zaja kisebb, mint az analóg-digitális átalakító legkisebb mérhető bitje, akkor a kvantálási zaj határozza meg a rendszer dinamikus tartományát. beesõ fénynyaláb mikrolencse aktív pixel ábra: Mikrolencsék CCD eszköz felületén az érzékenység növelésére. A CCD eszközben fellépő zajokat tekintve a következőket állapíthatjuk meg: - sörétzaj: az elektronok diszkrét természetéből adódik. A beérkező fotonok valamilyen átlagos hatékonysággal hoznak létre fotoelektronokat. Az időegység alatt generált töltéshordozók száma az átlagérték körül ingadozik. Ez okozza a sörétzajt. (lásd 5.6 fejezet). Míg a sötétáramot átlagértékként levonhatjuk a kimenő jelből, sötétáram ingadozását (a sörétzajt) nem. Hűtéssel viszont hatékonyan csökkenthető a sörétzaj. - reset zaj: az érzékelők kondenzátorainak kisülése után visszamaradó elektronok okozta zaj. A kapacitás csökkentésével, korrelált dupla mintavételezéssel illetve hűtéssel csökkenthető. - chipen belüli erősítő zaj: 1/f és fehérzaj összetevőkből áll. Korrelált dupla mintavételezéssel az 1/f zaj jelentősen csökkenthető. - chipen kívüli erősítő zaj: formára azonos a chipen belüli erősítő zajjal. - quantálás zaja: az A/D konverter diszkrét kimeneti szinteket hoz létre. Az analóg bemenet egy tartománya ugyanazt a diszkrét kimenetet eredményezi. Ez egyfajta bizonytalanságot hordoz magában, amely zajként jelentkezik. - mintazaj: sötétáram különbségekből és a nem egységes fotoválaszból jön létre, jelfüggetlen zaj, hozzáadódik a többihez. Mivel a sötétáram hűtéssel csökkenthető, így a minta zaj fő összetevője a nem egységes fotoválaszból adódó zaj. A tömb jellemzésére használjuk még a jel-zaj viszonyt, ami megegyezik a fotoelektronok száma és a sörétzaj, alapzaj, mintazaj négyzetösszegéből vont négyzetgyök hányadosával. 69

15 5.4 Külső fényelektromos hatás Fotokatód Azt a jelenséget, hogy valamely anyagot megvilágítva (besugározva) abból elektronok lépnek ki, külső fényelektromos hatásnak hívjuk. Gyakorlatban az optikai sugárzás mérésére használhatjuk ki a jelenséget. Besugárzott testként (fotokatód) félvezetőt vagy fémet választunk, mely az áramot vezetni tudja, s ezt a testet vákuumtérbe helyezzük. Az ábra szerint a fotokatódon kívül még egy elektróda van a vákuumtérben, az anód. A két elektróda közé feszültséget kapcsolunk úgy, hogy a katódból kilépő elektronokat a feszültségkülönbség az anódhoz gyűjtse. Az áramkört árammérőn át zárva besugárzástól függő áramot mérhetünk. a n ó d fo to - k a tó d ábra: Fotocellás áramkör sematikus rajza. A besugárzó elektromágneses sugárzást - a "fény kettős természetének" megfelelően - "foton - áramként" is felfoghatjuk, ahol az egyes fotonok energiája E = hν = hc/λ, ahol a h a Planck-állandó, ν az elektromágneses sugárzás frekvenciája, λ a hullámhossza, c a sugárzás (fény * ) terjedési sebessége (lásd 2.2 fejezet, Az elektromágneses színkép). Abszorpciókor a foton energiáját átadja az elnyelő közegnek, a mi esetünkben a fotokatódnak. Ilyen energiaátadás során megnőhet a fotokatódban egy elektron energiája, s ha a besugárzás hullámhossza elég rövid - azaz a foton energiája elég nagy - úgy az elektron energiaállapota nagyobb lesz, mint a fotokatód anyagára jellemző vákuumszint, az u.n. kilépési munka, és az elektron kiszabadulhat a katódból és kiléphet a vákuumtérbe (lásd ábra). * Szabatosan, miként már említettük, mindig (optikai)sugárzásról kell beszélnünk, azonban még tankönyvekben is sokszor olvashatjuk helyette a fény szót. Ez fizikailag helytelen, fényről csak akkor beszélünk, amikor az optikai sugárzás szemünkben fény észleletet vált ki, a jegyzetben zárójelbe téve helyenként szerepeltetjük a pongyolább kifejezést is, hogy így az átmenetet biztosítani tudjuk a korábban használt és a szabatos kifejezés közt (Lásd pl. fényelektromos hatás a fotoelektromos hatás helyett.) 70

16 vákuum szint E W szabad elektron vezetési sáv foton E g tilossáv ábra: A fotoemisszió vázlatos sávképe. vegyértékkötési (valencia)sáv A külső fényelektromos hatást először fém felületeken észlelték, de kísérletileg kimutatható más anyagi felületen is (pl. folyadék). Gyakorlati jelentőséget néhány félvezető anyag ért el, melyek kilépési munkája elég kicsiny ahhoz, hogy a fotoemisszió már a látható színképtartományban bekövetkezzék. Az előzőekben vázolt kép szerint ahhoz, hogy külső foto(fény)elektromos hatás létrejöjjön, a fotonenergia (hν) nagyobb kell, hogy legyen, mint a felületen uralkodó kilépési munka (work-function, E W ): (5-9) hν E W Szokásos a szilárdtestfizikában az elektronállapotokhoz tartozó energiát elektronvoltban (ev) mérni. Az a leghosszabb hullámhosszúságú sugárzás, mely adott felület esetén külső fotoelektromos hatást tud kiváltani, a sugárzás hullámhosszával jellemezhető. Ha a hullámhosszat µm-ben, a kilépési munkát ev-ban mérjük, úgy (5-10) λ max [µm]=1,2398/(e W [ev]) A fentiek alapján az is nyilvánvaló, hogy egy foton abszorpciójának hatására maximum egy elektron léphet ki a katódból (csak ha a fotonenergia nagyobb, mint a kilépési munka kétszerese, kelthet egy foton több, mint egy fotoelektront). A fotoáram: (5-11) I=(1-ρ) η q Φ λ/hc ahol ρ a katód optikai reflexiója, η a fotoemisszió hatásfoka, q az elektron töltés (1, (49) C), Φ pedig a foton-fluxus erőssége. Az elmúlt évszázadban számos fotokatódanyagot dolgoztak ki, melyek közül az első csoport oxidált ezüst felületén adszorbeált céziumból (Ag-O-Cs) állt. Ezt nevezték el S-1 típusú katódnak (l ábra). Hosszú időn át ez volt az egyetlen katódtípus, mely a vörös és infravörös színképtartományban is érzékeny. 71

17 5-19. ábra: Különböző fotokatódok színképi érzékenysége 5. Egy másik fotokatód család a cézium-antimoniddal jellemezhető, ennek különböző változatai az ultraibolya és látható színképtartományban érzékenyek (S-4... S-11) (l ábra). Ezt követik az ún. trialkáli fotokatódok (Cs-Na-K aktív adalékkal), pl. S-20, melyek a teljes látható színképtartományban érzékenyek. A legtöbb fotokatód anyag sávszerkezete olyan, hogy a katódból elektronok szobahőmérsékleten termikus gerjesztés hatására is ki tudnak lépni. Minél hosszabb hullámhosszokon érzékeny a fotokatód, annál nagyobb a termikus emisszió. A legújabb fotokatód típusok GaAs alapra épülnek, és azzal tűnnek ki, hogy nagy fotoelektromos hatásfok mellett termikus emissziójuk kicsiny (lásd ábra) Fotocella A külső fényelektromos hatáson alapuló detektoroknak két csoportját szoktuk megkülönböztetni: a fotocellát és a fotoelektronsokszorozót. A fotocellák vákuumtérbe (vagy gáz-térbe) zárt fotokatódból és anódból állnak. Az 5-21.a. ábrán szokásos fotocellát láthatunk, a hajlított katódlemez belső felületét vonják be a fotokatód anyagával. Az anód bot alakú, néhány kivitelnél gyűrű- vagy rácsalakú, hogy a beeső sugárzást lehetőleg ne árnyékolja, de jó hatásfokkal gyűjtse a fotoelektronokat. Fotocellás áramkör elvi vázlatát az 5-21.b. ábra szemlélteti. 72

18 5-20. ábra: Néhány modern fotokatód típus színképi érzékenysége. A fotocella áram-feszültség karakterisztikája ún. pentóda-karakterisztika (mivel a három rácsos elektroncső, a pentóda, karakterisztikájára hasonlít). Viszonylag kicsiny (10-20V-os) anód-katód feszültség már telítésbe viszi az elektronáramot, az anódfeszültség további növelésével nem nő az áram, l ábra: F1<F2<F3<F4 négy besugárzási szint. A telítési karakterisztika miatt nagy R a terhelő ellenállást alkalmazhatunk, a besugárzással növekvő áram okozta nagyobb feszültségesés (V 0 ) nem rontja el a rendszer linearitását. a) b) ábra: Egy fotocella felépítési vázlata és a fotocellás áramkör rajza. 73

19 anódáram, pa F1 F2 F3 F anódfeszültség, V ábra Fotocella áram-feszültség karakterisztikája. (Régebben hasonló szerkezettel gáztérben elhelyezett elektródokkal is készítettek fotocellákat, ún. gáztöltésű fotocellákat, melyeknél nagyobb feszültséget ( V) kapcsoltak az anód és katód közé: A katódból kiszabaduló elektronok az elektromos térben gyorsulnak, a gáz atomokba ütközve azokat ionizálják, és szekunder elektronokat hoznak létre. A gáztérben való elektron sokszorozódás a kiváltó fotoáram sokszorozását hozza létre, és az anódáram a katód fotoáramának sokszorosa ( szorosa)lehet. Ennek a technikának a modern félvezető eszközben történt megvalósítása az avalanche, vagy lavina-fotodióda (l fejezet) Fotoelektronsokszorozó A gáztérben való ütközéses szekunder-elektron keltéssel nagy erősítést nem lehet elérni. Ha a belső sokszorozás meghaladja a 100 körüli értéket, a rendszer könnyen instabillá válik, önfenntartó gázkisülés lép fel. Sokkal stabilabb elektronsokszorozást érhetünk el, ha a vákuumtérben a fotokatód és az anód közé további elektródokat helyezünk el, melyekbe a nagy sebességű elektronok beleütközve onnan szekunder elektronokat váltanak ki. A szekunder emissziós elektródokat dinódának hívjuk. A dinódákat egyre nagyobb feszültségre kapcsolva a kiváltott szekunder elektronok a következő dinódára csapódnak be, ott újból szekunder elektronokat váltanak ki, és így tovább. Az ábrán a fotoelektronsokszorozót egy 9 dinódás cső formájában sematikusan ábrázoltuk: A vákuumtérben láthatjuk a fotokatódot, majd az egyre pozitívabb feszültségre kapcsolt dinódákat, végül az anódot. A dinódák számára a feszültséget az R 1... R 10 ellenállás osztólánc segítségével hozzuk létre. A dinódák közötti gyorsító feszültséget V között szokás megválasztani, egy-egy dinódán létrejövő sokszorozás ennek a gyorsító feszültségnek meredek függvénye, ezért a teljes osztólánc feszültséget (U n ) igen jól, ( ) stabilizálni kell. Egy 10 dinódás fotoelektronsokszorozóban, ha a fokozatonkénti sokszorozás 4 körüli érték, 74

20 egymilliószoros belső erősítést érhetünk el. Két szokásos fotoelektronsokszorozó metszeti képet mutatja az 5-24 ábra ábra: Fotoelektronsokszorozó sematikus felépítése. a) b) ábra: Két fotoelektronsokszorozó felépítési vázlata. 75

21 Az 5-24.a. ábra szerinti felépítésnél az egyes dinódák helyét és alakját gondos elektron-trajektória számolással és modellezéssel állapították meg, s hozták létre ezt a kompakt csövet. Az első néhány dinódánál sematikusan berajzoltunk néhány elektron trajektóriát b. ábrán bemutatott fotoelektronsokszorozó felépítésének érdekessége, hogy félig-átlátszó fotokatódja van, melyet az üvegballon belső felületére párologtattak fel. Az elektronok a vákuum tér belseje felé lépnek ki a katódból. Ahhoz, hogy az elektronok jó hatásfokkal érjék el az első dinódát, a fotokatód és az elektronsokszorozó rész közé fókuszáló elektródát (vagy elektródákat) szoktak helyezni. Itt is berajzoltunk néhány sematikus elektron trajektóriát. Fotoelektronsokszorozók használatánál két tényt kell szem előtt tartanunk: A fotoelektronsokszorozó erősítése a nagyfeszültséggel meredeken változik, 1 %-os nagyfeszültség változás mintegy 10 %-os érzékenységváltozást hoz létre. Az anódba (és a dinódákba) becsapódó elektronok az elektródát melegítik, ha a megengedett maximális anódáramnál nagyobb áram folyik a csövön, úgy az azt tönkreteszi. A fotoelektronsokszorozó igen érzékeny sugárzás érzékelő. Optimális üzemmód a szem számára alig érzékelhető besugárzásnál lép fel. Ezért gondosan kerülni kell, hogy a csövet átlagos szobavilágítási érje, ha nagyfeszültség is van a csővön, mert az azt azonnal tönkreteszi. A fotoelektronsokszorzó helyes üzemének még számos feltétele van, melyre ezen helyen nem tudunk kitérni Termikus detektorok Az eddig tárgyalt minden detektor típusnál foton elnyelés hatására töltéshordozók válnak szabaddá a félvezetőben vagy lépnek ki a vákuumba, s mozdulnak el a beépített potenciálkülönbség (p-n átmenet) vagy külső feszültség hatására. Más fizikai hatást is kihasználhatunk optikai sugárzás mérésére. A legnagyobb gyakorlati jelentőségre a termoelektromos hatás tett szert: Fém- vagy félvezetőben hőmérsékleti gradienst hozva létre termoelektromos feszültség keletkezik (Seebeckhatás). Ha két különböző anyagból készült két átmenetet helyezünk különböző hőmérsékletre, úgy az áramkörben termoelektromos feszültséget mérhetünk (lásd5-25. ábra), ezen az elven alapul a termoelem. T 1 T ábra: Termoelem-pár sematikus ábrája. 76

22 Optikai sugárzás mérésére ezt a jelenséget úgy használjuk ki, hogy pl. Ni és Cr huzalokat forrasztunk össze, s az egyik forrasztási ponthoz kis, feketített lapot erősítünk, melyet besugározva a lap felmelegszik, és ez az átmenetet is felmelegíti. A másik átmenet eközben szobahőmérsékleten marad: a mérhető termoelektromos feszültség a besugárzással arányos. Abban a hullámhossztartományban, melyben a lapka valóban fekete, azaz minden teljesítményt elnyel, a termoelem hullámhossztól független érzékenységű ábra: Termoelem felépítése. Az ábra termoelem felnagyított elrendezését mutatja. A gyakorlatban ahhoz, hogy nagyobb feszültséget nyerjenek a kétféle anyagból, váltakozva forrasztanak össze huzal-darabokat és teszik ki minden második forrasztási helyet az optikai sugárzás hőhatásának, miközben a többi átmenetet ugyanazon közegben, de besugárzástól elárnyékolva tartják. Ezen termooszlopra mutat példát az 5-27 és5-28. ábra. Utóbbinál a Ni és Cr vezetőket kis hőkapacitású hordozóra párologtatták fel. A középső gyűrűben kialakított átmeneteket fedték le (az ábrán nem mutatott) sugárzást elnyelő lapkával ábra: Termooszlop sematikus ábrája. 77

23 5-28. ábra: Cr-Ni párologtatott rétegű termooszlop két komponense és a kész struktúra vázlata. Az optikai sugárzás abszolút mérésére speciálisan kialakított termooszlopokat szoktak használni, ahol a sugárzást elnyelő, s annak hatására felmelegedő test üreges, hogy a sugárzást lehetőleg tökéletesen elnyelje. Az üreget elektromos fűtéssel is ellátják, s a mérés során úgy járnak el, hogy először mérik az optikai felmelegítés hatására keletkező termoelektromos feszültséget, majd ezzel azonos felmelegedést (termoelektromos feszültséget) hoznak létre az elektromos fűtéssel, és ennek teljesítményét mérik (l. 5-29). Ha az optikailag létrehozott termoelektromos feszültség megegyezik az elektromos fűtéssel létrehozott termoelektromos feszültséggel, úgy az elnyelt optikai teljesítmény értéke azonos lesz az elektromos teljesítménnyel. Az elektromos teljesítmény méréséből az optikai teljesítményre kapunk felvilágosítást. Az ilyen elektromosan kompenzált termooszlopnál igen gondosan kell ügyelni arra, hogy a kétféle melegítés során a hő hozzá- és elvezetések azonosak legyenek ábra: Abszolút, elektromosan kompenzált üreg-detektor vázlata. Ezen elektromosan kompenzált üreg termooszlopok igen pontos mérést tesznek lehetővé, használatuk azonban nehézkes, mert időállandójuk nagy (több 10 s is lehet) s igen érzékenyek a környezet hőmérsékletére, légáramlatokra stb. (Legmodernebb változataik folyékony He-hőmérsékleteken működnek, a nemzeti laboratóriumok 78

24 abszolút mérőeszközét képezik. Itt említjük meg, hogy más fizikai változások is felhasználhatók mérésre, pl. a szupravezetési állapotban bekövetkező változás.) besugárzás sugárzást elnyelõ réteg elektróda piroelektromos anyag elektróda ábra: Piroelektromos cella vázlata. A piroelektromos detektorok a termikus detektorok kényelmesebben használható osztályát képezik. A piroelektromos anyagokon (pl. triglicinszulfát, polivinilfluorid, Li-tantalát) a hőmérsékletváltozás felületi töltésváltozást hoz létre, modulált fényre váltakozó elektromos feszültség keletkezik. Ezért ennél a detektortípusnál a sugárzást pl. körszektorral megszaggatják. A piroelektromos detektort - a termooszlophoz hasonlóan - a sugárzást elnyelő fekete lapkával takarják le (l ábra). Piroelektromos detektorral is építhető abszolút sugárzásérzékelő: a detektor hátoldalásra elektromos fűtéskört párologtatnak és váltakozó áramú fűtéssel kompenzálják az optikai sugárzást. Ha a két fűtési mód 180 -os fázistolásban azonos értékű, a piroelektromos jel alapharmonikusa zérusra csökken, az elektromos fűtőteljesítmény ezen esetben megegyezik a mérendő optikai teljesítménnyel. Így ezen abszolút detektornál is a kompenzáló elektromos teljesítmény méréséből közvetlen felvilágosítást kapunk az optikai teljesítmény értékére. A váltakozó áramú üzemmód gyors működést tesz lehetővé. A detektor mérési pontosságát megszabja, hogy az elektromos és optikai fűtés azonos értéke azonos felmelegedést hoz-e létre, azaz, hogy mennyire szimmetrikus a rendszer. Ezen kívül fontos, hogy a teljes optikai teljesítményt elnyelje a detektor. Ha a sugárzást elnyelő réteg nem teljesen fekete, azaz számottevő a reflexiós vesztesége, úgy ezt a rendszer kalibrálásakor figyelembe kell venni. 5.6 Fotodetektorok zaja A fotoáram egyes elemi töltésekből áll. Ha a jel áram nagyon kicsi, az áram fluktuációjában már érzékelhetővé válik, hogy az diszkrét töltéscsomagokból áll. Az I 0 fotoáramhoz (vagy sötétáramhoz) tartozó ingadozás, a sörétzaj értéke: (5-12) is = 2 qi0 f, 79

25 ahol q az elektron töltése, f az érzékelés sávszélessége. I 0 = 10-9 A mérendő áram és f = 1 Hz esetén ez i s ~ A zajáramot okoz. A fotodetektort elektromos áramkörbe kapcsoljuk. A detektor terhelő ellenállásán termikus, un. Johnson zaj lép fel: (5-13) i J kt = 4 f ) R sh ahol k a Boltzmann állandó (l. 4.3 fejezet), T az abszolút hőmérséklet, R sh a terhelő ellenállás, mely lehet pl. a fényelem söntölő ellenállása és a külső kör ellenállásának párhuzamos eredője. Gyakorlati értékek pl.: R sh = 10 8 Ω és f = 1 Hz esetén, szobahőmérsékleten i J ~ A. Azaz a példa szerinti esetben a mérőkör által okozott zaj összemérhető az optikai jel által létrehozott zajjal. A külső áramkörben a két zaj geometriai összegét fogjuk észlelni. Félvezető eszközökben fellép még egy zajkomponens, az 1/f vagy flicker zaj, mely a frekvencia reciprokának 1 körüli hatványával arányos: i f ~ 1/f α, ahol 0,8 < α 2, Míg a sörétzaj és a termikus zaj esetén a jel/zaj értékét javíthatjuk az elektromos sávszélesség csökkentésével, a flicker zaj esetén a jel/zaj az integrálási időtől közel független, csak bonyolultabb zajszűrési módszerekkel csökkenthető a hatása (pl. korrelált dupla mintavételezéssel). Fotodetektorok érzékenységét (responsivity) az s [A/W] mennyiséggel jellemezzük. Ennek segítségével számítják a zaj equivalens teljesítmény (noise equivalent power: NEP) értékét: (5-14) NEP = i z / s [W] Sörétzaj esetén, ha I d a sötétáram: (5-15) NEP = 1 2qI d f [ W ] s Termikus zaj esetén (5-16) NEP = 1 4 kt s R f Szokás a zaj equivalens teljesítmény értékét 1 Hz sávszélességre normalizálva megadni, hogy a különböző detektor típusokkal elérhető legkisebb mérhető teljesítményt könnyebben össze lehessen vetni: (5-17) NEP* = NEP f 1/2 Szokásos még a mérhetőség (detectivity) fogalmat is használni, ez a zaj equvivalens jel reciproka, (5-18) D = 1 [ W -1 ] NEP 80

26 A mérhetőség értékét 1 Hz sávszélességre normalizálva kapjuk a normalizált mérhetőséget (normalized detectivity), melynél a detektor érzékeny felületét is számításba veszik: D* = (A f) 1/2 /NEP ahol A a detektor érzékeny területe. Amikor adott célra detektort választunk, meg kell becsülnünk a mérendő teljesítmény értékét, melynek ismeretében már meg tudjuk határozni, hogy az adott detektorral meg lehet-e mérni a kívánt pontossággal az optikai jelet. 1 Si, Ge, GaP sp. érzékenyége 2 CCD működését ismertető könyv 3 Front és hátoldalról meegvilátított CCD sp. érzékenysége 4 Mikrolencsés CCD elrendezés 5 Fotokatód színképek 6 GaAs katód típusok 7 Fotoelektronsokszorozó üzemeltetési előírásai 81