第四章-辐射图象的光电转换

第四章辐射图象的光电转换,由像管的工作过程可知，辐射图像的光谱变换必须通过由光学图像转换为电子图像的过程才能实现。同时为了获得增强的可见的光学图像也必须首先完成光学图像转换为电子图像的过程。因此辐射图像的光电转换是像管工作的基础。在像管中实现辐射图像的光电转换环节的是光阴极。,4.1光电发射的物理模型,光电发射现象是赫兹于1887年在做电磁振荡的研究中首先发现的，由此开拓了外光电转换技术。经过近百年的探讨及大量研究工作，使光电发射的理论不断深入目前被公认的理论模型是三步过程模型。即把光电发射的物理过程分为三步：,光电发射体内的电子被入射光子激发到高能态；受激电子向表面运动，在运动的过程中因碰撞而损失部分能量；到达表面的受激电子克服表面电子亲和势而逸出。,上述三步过程完整地描述了光电发射的物理现象。从这一物理模型可以看出，光电发射过程的第一步是体内的电了与入射的光子相互作用的结果。通常是假定电子的受激态是接受了一个光子的能量，即只考虑电子与辐射相互作用的哈密顿量的一级微扰。出此可知，光电子受激是量子化的过程，行为具有量子性。因此具体描述这过程应该是大量电十分立的动力学过程。对于这种过程只能用数理统计的方法予以描述。,从光电发射的第二步过程来看，它也是一个随机过程。每个受激电于在其向表面迁移的轨道上所经过的散射势场是不同的。所以具体描述散射动力学过程，也得借助于数理统计的方法。对于光电发射的第三步过程，由于前两步结果的离散性，则必然导致每个出射电子状态的差异。同样难以分别定量描述。,总之，光电发射是由大量电子分立的受激、散射和选出的结果。由于电子本身的量子性和散射的随机性，造成了光电发射过程是个离散随机过程。虽然在稳定的入射辐射强度激发下，可获得确定的累计平均光电子发射值。但在每一瞬间考查这一数值，将是围绕其平均值而起伏变化的离散随机变量。根据概率论的原理，对这各自独立相互无关的电子受激过程可以用泊松点过程来表征。,4.2电子受激跃迁的半经典分析,从光电发射的物理模型出发，首先分析第一步过程。定量讨论光电子受激跃迁的统计规律。在建立光电子受激跃迁的统计方程时，采用半经典的处理方法。其中对入射的光辐射采用经典电磁场理论来描述，另方面对电子的基态和受激态则采用量子力学方法来描述。,首先说明人射的光辐射与光电发射体内电子的表达方式。用上述的半经典方式描述光电子受激过程，则表现为电磁场与电子的相互作用过程、这一作用过程中、电磁场是通过它在原子位置上的电位移矢量D(r，t)来表示。D(r，t)是一个矢量的实函数。该函数可以通过由麦克斯韦方程组所导出的非色散波的经典波动方程求得。,利用入射辐射及光电发射体所确定边界条件和初始条件求解这一方程，即可得到入射辐射在光电发射体内的电位移矢量函数D(r，t)的表达式。,式中，由于入射是稳定辐射，所以A0及其共额复数都不是时间t的函数。A0是包含初相位在内的复振幅，,下面说明光电发射体内电子状态的表述方式。用量于力学的方法确定电子的状态是通过哈密顿函数来描述的。其中未受激电子的哈密顿函数Ho具有一组与能级En相对应的本征态|n。这里假定在能级Eb上有一个约束态|b，称之为电子的基态、同时假定电子的激发态处于一个准连续的能带。所对应的分立能级为Ek=Eb+hkh为普朗克常数,k是受激态能级Ek所对应的光辐射角频率。,令人射辐射所产生的电磁场与电子的相互作用从时间t0时开始。根据量子力学的微扰理论，入射辐射将产生一个与时间有关的扰动哈密顿函数H1(t)。这时体系的哈密顿算符经过推导可得受激跃迁的几率速率(单位时间的几率),上式的结果表明，光电发射体内电子在光辐射激发下，受激跃迁的几率速率(单位时间的几率)与入射辐射强度|Ao|2成正比；并与基态b到激发态k(准连续带)的电子跃迁距阵元k|P|b成正比,也与基态和激发态的态密度(k)成正比。,需要说明的是：上式是由简化的模型所导出的结果。事实上，光电发射体内电子受激过程是很复杂的。尤其是半导体光电发射的受激过程，它可能来自价带上的电子，也可能来自杂质能级上的电子以及自由电子。因此其初态的能级是多种多样的。另外受激电子的激发态也有可能处于真空能级之下。这些电子成为导带中的非平衡电子，只对光电导有贡献。因此，上式只是近似证明电子受激发射的结果。,4.3受激电子向表面迁移过程的分析,光电发射体内电子受激后，在其寿命时间内要产生迁移运动。电子从受激处向表面迁移的过程中会因散射而损失一部分能量。所产生的散射有：自由电子散射；品格散射；激子散射等。除此之外，受激电子与体内束缚电子发生非弹性碰撞而产生次级电子空穴对时，将损失更多的能量。,自由电子散射这是发生在金属光电发射材料内的主要散射。其原因是由于金属中自由电子数量多。高浓度的自由电子会使受激电子在运动过程中受到很强的电子散射在运动较短的距离后就达到了电子的热平衡。因此，只有靠近光电发射体表面处的受激电子才能迁移到表面.这表明被激发电子的逸出深度小，因此金属的光电发射特性差，所以一般不使用纯金属作光电发射材料。,与此相反，由于非筒并的半导体在室温状态下,自由电子很少，因此自由电子散射几率就显著下降。这样半导体光电发射材料的自由电了散射可以忽略不计，这也就是主要光电发射体都采用半导体材料的原因之一。,晶格散射这是半导体光电发射材料中比较主要的一种散射。晶体中品格振动能量的改变是量子化的，改变量是声子。当晶格振动对受激电子散射时,相互交换的是一个声子的能量。受激电子可描述为具有较高能量的灼热电子，它与处于热平衡状态的晶格产生散射将发射一个声子。,通常，受激电子每产生一次晶格散射会损失0.005一0.1eV的能量，根据这能量可知，它比自由电子散射的损失要小得多。又由于两次晶格散射之间受激电子的平均自由程也较长。因此，半导体光电发射材料中的受激电子可以迁移较长的距离而不损失过多的能量。实验表明，在距表面百分之几微米处受激的电子迁移到表面时，平均损失于晶格散射的能量约为leV。这使受激电子仍能具有克服表面电子亲和势的能量。,因此，半导体光电发射材料优于金属光电发射材料，主要表现是受激电子的逸出深度大得多。即存在有很显著的光电发射体积效应。,束缚电子碰撞电离光电发射的受激电子在向表面迁移时，与价带电子或其它束缚能级上的电子发生碰撞。这种碰撞在一定条件下就会产生电离，将使受激电子损失较多的能量。一般情况下，引起碰撞电离所需的能量为禁带宽度Eg的23倍，此能量称之为产生次级电子-空穴对的阈值能量。通常产生碰撞电离时，受激电子的平均自由程为毫微米数量级。,由于产生碰撞电离需要具有大于阈值的能量，因此可以采取适当措施予以避免。通过选择适当的禁带宽度Eg使产生次级电子空穴对的阈值能量Eth=23Eg的数值大于受激电子所具有最大能量。这样就避免了碰撞电离产生次级电子空穴对的可能性从而有利丁光电发射。例如对于敏感于可见光谱域的光电发射材料，只要使波长350nm以上的入射光子所激发的受激电子不产生次级电子空穴对，这要求Eth3eV即可。这一条件完全可以通过选择适当的Eg值来满足。,其它散射_除上面讨论的散射因素外，对受激电子产生影响的还有晶体状态的影响，它包括有：光电发射材料的晶体缺陷产生的散射；晶体中应力产生的散射；在晶粒边界处产生内散射。这些散射也造成受激电子的能量损失。为减少这类散射的损失，应严格控制光电发射体的工艺过程。,受激电子向表面迁移的几率方程透射式光阴极的工作状况是：光从光阴极的基底一面入射所产生的光电子则由真空界面出射，由于光阴极吸收光的有效深度和光电子逸出的有效深度都很小，所以透射式光阴极的厚度有着严格的限制，通常是呈半透明状的薄层。,令入射到光阴极表面的光子流密度为N0(即单位时间内入射到单位面积上的光子数)。如果光电阴极材料为各向同性的均匀介质，则可取其光吸收因子为常数。并取光阴极真空界面的反射因子为从这样，入射的光子通过光阴极体内x截面的光子流密度为其中是光阴极的厚度,x的坐标起点取在光阴极的真空界面上。,透射式光阴极的每一个人射光子所激发电子能迁移到真空界面的几率(t)_归一化的电子受激几率速率L_受激电子的平均逸出深度,上式还可以得到，受激电子向真空界面迁移的几率随光吸收因数及有效逸出深度L的增加而提高。对于半导体材料，它的光吸收系数取决于它的能带结构。通常当入射的光子能量大于禁带宽度时，其本征吸收系数很高，即在105一106cm-1的范围内。因此，有效的光吸收深度约为10-6一10-5cm。所以大部分受激电子产生在l0100nm的距离内。而这个距离是在半导体逸出深度之内。,实验证明实用的半导体光阴极，如果吸收系数在106cm-1左右，则全部光电子都能以足够能量迁移到真空界面。,4.4电子逸出表面过程的分析,到达表面的光电子，其发射过程可以用固体的能带理论来解释和分析光电子逸出表面的情况。,处于绝对零度的本征半导体的能带如图4l所示。对于半导体，它的光电逸出功0和热电子发射逸出功是不同的。根据定义，T0K时电子占据的最高能级是价带顶，它的光电逸出功0是指从价带顶把电子激发到导带并使之逸出表面的最低能量，也就是价带顶到真空能级之间的能量差,0=Eg+EA其数值等于禁带宽度Eg与电子亲和势EA之和。由此可确定本征半导体在绝对零度时的长波阈(红限)波长式中，A和c分别表示普朗克常数和真空中光速。,光电发射体内电子可由小于阈值彼长的光子激发成为灼热的电子，它经散射迁移到真空界面时，如具有克服电子亲和势的能量则可逸出。,4.5典型实用光阴极,4.5.1银氧铯(Ag-O-Cs)光阴极,银氧艳光阴极是1929年最先发明的一种对近红外光敏感的实用光阴极。它的光谱响应范围从3001200nm的波长区域，其响应曲线有两个峰值：短波峰介于300-400nm之间，长波峰位于800nm附近。光谱响应特性曲线如图4-5所示。,4.5.2锑铯(Sb-Cs)光阴极,于1936年研制出的锑铯光阴极，其光谱响应在大部分可见光区和紫外区，长波阈值接近650nm。峰值光谱灵敏度处于蓝光和紫外波段，峰值的量子效率接近20%。根据所用的窗材料的不同而有不同的光谱特性。在S系列中包括S-4、S-5、S-11、S-13、S-17和S-19等多种编号。,4.5.3多碱光阴极,当锑与一种以上碱金属结合可获得比单碱锑铯光阴极更高的量子效率，其中有双碱的(如SbKCs、SbRbCs)，三碱的(如SbKNaCs)和四碱的(如SbKNaRbCs)等，统称为多碱光阴极。这类光阴极在可见光波段有很高的量子效率，其峰值量子效率接近30。,4.5.4负电子亲和势(NEA)光阴极,上面所述的光阴极都是表面具有正电子亲和势的多晶薄膜。多晶性和正电子亲和势是其两大特征。在多晶膜晶粒内部因吸收光辐射而激发出的光电子，要穿过若干晶粒间界才能到达光阴极表面。,光电子在晶粒间界处可能遭到反射、散射或吸收，也可能同空穴复合，此外，晶粒内部靠近晶粒间界的地方因能带弯曲而产生的势垒区，使晶粒内部的平带区变窄，从而又使终态能量高的电子数目减少所有这些均将降低光阴极的量子效率。,为了减少和消除多晶性给光阴极带来的不利影响，最好直接将光阴极制备成单晶薄膜。,正电子亲和势也是光阴极进一步提高量子效率和向长波方向扩展响应受到限制的另一个重要原因。因为一切已经受到激发跃迁到导带的电子，在其损失掉一部分能量运动到发射表面时，还必须有足够的能量克服表面电子亲和势才能逸出，但若能设法使阴极获得近于零的甚至负的电子亲和势,则即便是到达表面时已降到导带底的电子也可以发射出来。,负电子亲和势状态，可以通过适当方法处理P型发射材料，使其功函数减到比材料本身的禁带宽度还小。负电子亲和势光阴极理论于1963年提出以来，研究者用铯吸附在P型GaAs表面得到了零电子亲和势，其后又有人对GaAs表面以Cs和()2交替激活，得到了负电子亲和势，通常用缩写NEA来表示负电子亲和势光阴极。,它以理论模型的概念新颖、发射体本身的量子效率高、暗发射小、光电子能量分布和角分布集中，扩展长波限的潜力大等特性，成为广泛研究的课题。现在反射式的NEA光阴极的灵敏度已超过2000Alm，透射式阴极也达到了900Alm，室温下1.06m波长处的量子效率高达9%。,目前制成负电子亲和势的半导体材料有两类：一是化学元素周期表中的族和族元素的化合物单晶半导体；二是硅单晶半导体。两类都是通过吸附Cs、O的表面层来形成负电子亲和势的。,异质结理论模型认为，GaAs层通过重掺杂构成P型半导体，它的表面先吸附单原子的Cs层，再吸附一层Cs2O层。Cs2O是一种N型半导体.由此构成GaAs十Cs与Cs2O两者相接触的异质结。,因为有空间电荷的存在，P型GaAs的界面处能带向下弯曲，N型Cs2O的界面处能带向上弯曲，如图48(a)所示。,偶极层模型与异质结模型不同，认为表面吸附的Cs和Cs2O层只是单原子及分子层。对于这样的薄层，应当用偶极层来解释。Cs是一种电离能最低的金属，它的电离能约为1.4eV.当Cs吸附在重掺杂的P型GaAs表面时，由于Cs的电离能小于GaAs的逸出功,Cs原子的价电子将转移到P型半导体的受主能级上，产生空间电荷区，使半导体表面能带向下弯曲如图48(b)所示。,NEA光阴极的受激电子向表面迁移过程与正电于亲和势光阴极的过程有所不同。一般正电子亲和势光阴极中只有过热电子迁移到表面才能形成光电发射。而过热电子的寿命只有10-1410-15s。在这时间内受激电子以平均速度108107cm/s做随机的迁移运动，并产生晶格散射，所能行进的有效距离也只有1020nm。,而负电子亲和势光阴极中全部受激电子都可以参与光电发射。即使处于导带底的电子，只要没有被复合之前扩散到表面，就可能逸出。由于受激电子的寿命可长达10-8s数量级所以它做随机迁移运动，在寿命时间内扩散到表面的有效逸出深度可达1m。,因此，负电子亲和势光阴极的量子效率显著提高。同时它形成光电发射的电子大部分是处于导带底的电子。根据光电发射的爱因斯坦定律可知，它的光电子出射初能量分布比较集中。另外由于逸出深度较大，光电子的出射角分布也比较集中，这将有利于降低电于光学系统的像差。,4.5.5紫外(UV)光阴极,紫外辐射与可见光并没有本质上的区别，只是由于紫外辐射的光子能量高，于是产生了一些特殊要求。,首先是对窗口材料的要求。紫外光阴极的短波截止波长，完全取决丁窗口材料的光谱透过性质。一般的玻璃是透不过紫外辐射的。在所有透紫外辐射的窗口材料中，LiF的短波截止波长最短0l04nm。它实际上也很稳定，具有LiF窗口的器件历经五年可维持其远紫外性质不变。,但LiF的透过性能却易遭受放射性辐射的损害因而不宜于应用在有高能放射性的环境中。对于这种特殊环境中的应用，可选用0稍长些的MgF2，MgF2对重要的121.6nm的莱曼辐射十分透明。蓝宝石(Al2()3)的0更长些。但它可与常规的硼硅玻璃进行近似匹配封接。透紫外窗口材料的光谱透射比如图49所示。,其次，紫外应用的光电发射材料必然是“日盲”的。为了抑制背景辐射的干扰作用，在实际应用中，