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，主要用于将接收到的红外辐射能转换为便于测量或观察的电能、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相互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收的光子数。而热探测器的响应正比于所吸收的能量。
热探测器的换能过程包括：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包括：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：
//d s n s n
HA P NEP V V V V == （1-1） 其中：
H ：辐照度，单位W/cm 2；
d A ：探测器光敏面面积，单位cm 2；
s V ：信号电压基波的均方根值，单位V ；
n 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。如果采取相关接收技术，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加检测时间为代价的。另外，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。在设计系统时通常要求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要求，对弱信号也要求有一定的信噪比。 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
是最好的，很多人不习惯这样的表示方法。Jones 建议用等效噪声功率的倒数表示探测能力，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：
1D NEP
= (1-2) 探测器的探测率与测量条件有关，包括：
——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。采取的做法是： ——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明，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： 1/21/2()*()
d d A f D D A f NEP ?=?= （1-3） 单位：1/21cm HZ W -??
D*的物理意义可理解为1瓦辐射功率入射到光敏面积1cm 2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，确实没有多大实用意义，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)表示是对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*λ。
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。设置冷屏能有效地减少背景光子通量，增加探测率。但是这并不意味探测器本身性能的提高，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处理。
1/2**()*D D π
Ω= （1-4） 单位1/21cm Hz W -?
式中：Ω为探测器通过冷屏套所观察到的立体角，π是半球立体角。
未加冷屏时，探测器在整个半球接收光子，Ω=π，D**=D*。D 双星实际上是将测得的探测率折算为半球背景下的探测率，这样可真实反应探测器本身的探测性能。
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：
*1/2181/2() 2.52?10()2b b D hc Q Q λλ
ηηλ== （1-5）
式中：h 为普朗克常数，c 为光速，λ为波长（微米），η为量子效率，b Q 为入射到探测器上的半球背景光子辐射发射量。
，即
*181/23.5610()b D Q λη
λ=? （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，并且探测器本身辐射也将引起统计性温度起伏。如果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：
NEP = （1-7）
式中：G 为响应元与周围环境的热导。
在300K 时，如相应元面积为1mm 2，带宽1Hz ，D*极限值为：
D*=1.81×1010cm ·Hz 1/2·W -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示。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，也可用电流形式表示。 电压响应率s s v d V V R HA P
==，单位为V/W 。 电流响应率s s d I I Ri HA P =
=，单位为I/W 。 因为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弥补的。实际上响应率过低，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，系统的探测性能可能更好一些。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λ的单色光，测得的R 、D*可用R λ、*
D λ表示，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。
如果在某一波长F λ处，响应率、探测器达到峰值，则F λ称为峰值波长，而R λ、*D λ分别称为峰值响应率和峰值比探测率。此时的D*可记作*(,)F D f λ，注明的是峰值波长和调制频率，而黑体比探测率*(,)bb D T f 注明黑体温度和调制频率。
如以横坐标表示波长，纵坐标为光谱响应率，则光谱响应曲线表示每单位波长间隔内恒定辐射功率产生的信号电压。有时纵坐标也可表示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，理想情况如图所示。热探测器的响应只与吸收的辐射功率有关，而与波长无关，因为其温度的变化只取决于吸收的能量。
对于光子探测器，仅当入射光子的能量大于某一极小值c h ν时才能产生光电效应。也就是说，
探测器仅对波长小于c λ，或者频率大于c ν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λ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λ线性上升，然后到某一截止波长c λ突然下降为零。
波长λ c λ
图1
理想情况下，光子探测器的光谱比探测率*D λ可写成：
当c λλ≤ **c
c D D λλλλ= 当c λλ> *D λ=0
理想情况下，截止波长c λ即峰值波长F λ。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c λ。 系统的工作波段通常是根据目标辐射光谱特性和应用需求而设定的，则选用的探测器就应该在此波段中有较高的光谱响应。因为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，可起到抑制背景的效果。
1.7 响应时间
当一定功率的辐射突然照射到探测器上时，探测器输出信号要经过一定时间才能上升到与这一辐射功率相对应的稳定值。当辐射突然去除时，输出信号也要经过一定时间才能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。
响应时间直接反应探测器的频率响应特性，其低通频响特性可表示为：
02221/2(14)
f R R f πτ=+ （1-8） 式中：f R 为调制频率为f 时的响应率，0R 为调制频率为0时的响应率，
τ为探测器响应时间。当f 远小于12τπ，响应率就与频率无关，f 远大于12τπ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，如果激光脉宽很窄，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能正常工作。
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：hc
E h νλ==
当入射光子与金属中的电子碰撞时，则将能量传递给电子。如果电子获得光子全部能量，则光子不复存在。如果电子获得的能量达到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，不足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1.2m μ的光子的能量虽然不足产生电子发射，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。如果材料是本征的，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。如果材料是非本征，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。如果在探测器上加电场，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。
如果光子在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，因为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。如果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
固体能带理论是表示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。
在简单的波尔原子模型中，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贡献。
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全部占据。绝缘体的电子刚好占据了阶带中的全部能级，导带是空的，禁带很宽，阶电子不可能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。这些电子原来占据的位置成了正电荷，称为空穴。存在电场或磁场时，空穴像电子一样流过材料，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，两者贡献各自的电导率。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。
图2 固体能带
截止波长再长的探测器，要求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，可表示为SiX、GeX。锗、硅原子有4个阶电子，它们和4个周围的电子构成共价键。如果把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，如果掺入有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收了入射的红外光子，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。