книги / Твёрдотельная фотоэлектроника. Физические основы-1

Светоотдача светодиодов на двойных гетероструктурах, например, в систе­ ме AlzGai-xAs порядка 10 лм/мА.

Начат промышленный выпуск светодиодов с излучением в диапазоне от фи­ олетового до зеленого света на основе двойных герероструктур из Ini-iGa^N (содержание In увеличивается по мере сдвига к зеленому цвету) с кванто­ вой ямой и электронным ограничением слоями AlxGai_a;N. Синие светодиоды (4504-479 нм) обеспечивают силу света 2 кд при светоотдаче 3 лм/Вт (КПД ~10% ), зеленые (~525 нм) — 12 кд и 22 лм/Вт (6%). Изготавливаются све­ тодиоды с нанесенным на поверхность кристалла люминофором, осуществля­ ющим спектральное преобразование рекомбинационного излучения. Такое ре­ шение позволило получить светодиоды с белым излучением.

Срок службы полупроводниковых светодиодов обычно составляет 105ч-106 часов и при возрастании окружающей температуры на 104-30° снижается при­ мерно вдвое.

Полупроводниковые светодиоды, как и лазеры, компактны, экономичны, имеют высокое быстродействие, интегрируются с другими полупроводниковы­ ми приборами и являются базовыми элементами современной оптоэлектроники. Область их применения чрезвычайно обширна: индикаторы для отображения информации, системы автоматического контроля, различного рода датчики, си­ стемы накачки, инфракрасной подсветки, связи на короткие расстояния и др. Объемы их производства в мире — сотни миллионов штук в месяц.

2.5.5. Объекты тепловизионного наблюдения. В связи с бурным разви­ тием тепловидения, теплопеленгации и теплового наведения кратко рассмотрим характеристики объектов, излучающих в инфракрасном диапазоне.

Обшивка реактивных самолетов при полете на высоте 11 км вслед­ ствие аэродинамического нагрева достигает температуры ~100°С при М = 2,2, 2004-250°С при М = 3 и 700°С при М = 5,5 (где М — отношение скорости самолета к скорости звука) и является источником значительного теплового излучения. При уменьшении высоты аэродинамический нагрев только усили­ вается. Так, на высоте 3 км температура 2004-250°С достигается при М « 2.

Однако обнаруживают самолеты, как правило, по тепловому излучению соп­ ла их двигателя и факела выхлопных газов. Излучение сопла двигателя может быть аппроксимировано излучением черного тела с коэффициентом излучения ~0,9 и температурой от 3004-400°С (при полете на малых скоростях) и до 5004-600°С (при больших скоростях).

В бесфорсажном режиме излучение в заднюю полусферу от сопла дви­ гателя много больше, чем от факела. В форсажном режиме расход топлива увеличивается до 5 раз и доминирующим источником излучения становится факел, температура на срезе сопла и геометрические размеры которого также значительно увеличиваются. Это приводит к увеличению яркости факела до 50 раз. Хотя температура факела уменьшается при удалении от сопла, из-за

значительной длины факела какая-то часть его видна при любом направлении наблюдения, в том числе в переднюю полусферу.

При больших сверхзвуковых скоростях излучение факела реальных дви­ гателей, работающих на форсаже, снова становится меньше по сравнению с излучением выхлопного сопла.

При использовании углеводородного топлива главным продуктом сгорания в факеле являются углекислый газ и пары воды. Сильная полоса излучения факела, наблюдаемая при 4,4 мкм, обусловлена СО2 а более слабая и широ­ кая полоса при 2,7 мкм образуется в результате наложения нескольких полос излучения воды и углекислоты. Кроме того, много слабых полос наблюдает­ ся при длинах волн свыше 25 мкм. Спектральная яркость при 4,4 мкм выше, чем при 2,7 мкм, в зависимости от вида топлива в 2,5-г 10 раз. Этот диапазон более выгоден для обнаружения и благодаря уменьшению помех от Солнца и лучшему атмосферному пропусканию.

дорода и жидком кислороде, излучают как черные тела с температурой ~2000 К.

Факел маршевого двигателя ракеты для запуска спутников связи, включен­ ный на высоте более 30 км, достигает более 100 км в длину и более 50 км в

Поверхность космических аппаратов, возвращающихся в земную атмосфе­ ру, разогревается до 2000 °С и выше.

На теневой стороне Земли равновесная температура оболочки искусствен­ ных спутников Земли составляет около 173 К. Значительное влияние на тем­ пературу оболочки оказывает тепловыделение установленной на спутнике ап­ паратуры и, при выходе из тени, нагрев солнечным излучением.

Промышленные предприятия, функционирование которых связано с рабо­ той различных энергетических установок, тепловые электростанции, корабли и военные цели также могут быть обнаружены средствами инфракрасной тех­ ники.

Основными излучателями на тепловых электростанциях являются дымовые трубы, особенно их жерла.

Источники теплового излучения на кораблях — дымовые трубы, корпус, надстройки и отдельные части палубы, главным образом в местах расположе­ ния силовых установок, а также дымовые газы. У танков излучают кормовая обшивка брони, под которой располагается двигатель, траки, при стрельбе — ствол орудия. Выхлопные трубы и глушители на транспортном средстве мо­ гут являться основным источником их излучения. При работе двигателя на автомобиле также разогревается капот, а при движении — колеса. Необходимо отметить, что используемые краски имеют в инфракрасной области коэффици­ ент излучения 0,85 и выше; старение и разрушение покраски, запыленность и загрязнение поверхности только увеличивает излучение.

В связи с развитием инфракрасной техники производители военной тех­ ники внедряют конструктивные решения и покрытия, уменьшающие тепловое излучение.

Тепловизионные методы начали широко использоваться для круглосуточно­ го вождения транспортных средств и охраны объектов, мониторинга энерго­ установок, электро- и теплосетей и продуктопроводов, предупреждения пожа­ ров, экологического контроля, поиска полезных ископаемых, прогнозирования урожаев и многих других целей.

2.6. Распространение излучения в различных средах

Пусть монохроматическое электромагнитное излучение оптического диапазона

Волновое уравнение для вектора напряженности электрического поля может быть получено из уравнений Максвелла и в международной системе единиц СИ имеет вид

Оптические константы п и х и диэлектрические проницаемости ег и е* яв­ ляются равноценными макроскопическими параметрами, описывающими взаи­ модействие электромагнитного излучения с веществом.

С учетом (2.6.4) уравнение (2.6.2) может быть переписано в виде

где введено обозначение аш = 2и;х/с и (3 = ит/с.

Распространяющаяся в поляризуемой проводящей среде электромагнитная волна с угловой частотой ш обладает фазовой скоростью с/n, меньшей скорости света (n > 1), и испытывает ослабление. Оптическую среду можно рассматри­ вать как динамическую систему, молекулы которой испытывают вынужденные колебания — поляризуются при воздействии электрического поля падающей электромагнитной волны, создавая осциллирующие с частотой ш дипольные моменты. В свою очередь эти осциллирующие диполи излучают свое элек­ тромагнитное поле, которое интерферирует с исходным. При этом изменение исходного поля в результате интерференции эквивалентно введению фазового сдвига (запаздывания) волны. Этот сдвиг пропорционален пути, пройденному излучением (то есть эквивалентен изменению фазовой скорости).

Решение для вектора напряженности магнитного поля получается аналогич­ ным уравнению (2.6.9). При этом амплитудные значения электрического Ео и магнитного Но векторов оказываются связанными комплексным соотношением

В результате, средний поток мощности через единичную площадку (интен­ сивность излучения I ), являющийся действительной частью вектора Пойнтинга, выражается следующим образом:

I(г) = /оехр = 1оехр(-ашг), (2.6.11)

где aw = 2wx/c = 47гх/А = 2к \х .

Из (2.6.11) видно, что аш является показателем поглощения среды. Обрат­ ная этому показателю величина ( l/a w) есть расстояние, на котором интенсив­ ность излучения уменьшается в е раз.

Экспоненциальный закон уменьшения интенсивности излучения в погло­ щающем веществе (справедливый, пока интенсивность излучения не слишком велика и не сказываются нелинейные эффекты) может быть легко получен в

естественном предположении, что уменьшение интенсивности излучения при прохождении тонкого слоя dz пропорционально интенсивности I{z)\

—d l (z) = awI{z)dz.

Интегрирование этого уравнения с граничным условием I(z = 0) = /о сра­ зу приводит к соотношению (2.6.11), которое называют законом поглощения Бугера-Ламберта. Волны оказываются затухающими, так как колебания поля индуцируют в среде переменные токи, выделяющие джоулево тепло.

2.6.2. Отражение и преломление излучения на границе двух сред.

Пусть плоская электромагнитная волна падает на границу раздела двух сред, распространяясь из среды с параметрами щ и от, в то время, как среда 2 имеет параметры пг и оъ- Тогда часть энергии волны отражается, а часть переходит во вторую среду. Различают два вида отражения.

Зеркальное отражение имеет место, когда размеры неоднородностей струк­ туры отражающей поверхности (границы раздела двух сред) много меньше длины волны падающего излучения.

Рассеянное отражение происходит, когда предыдущее условие не выполня­ ется. Отметим, что некоторые поверхности, рассеивающие видимое излучение, в инфракрасной области спектра, где длина волны больше, могут оказаться зеркальными. При рассеянном отражении пространственный угол, в котором распространяется отраженное излучение, обычно больше угла распространения падающего излучения. Так, в предельном случае диффузного отражения инди­ катриса энергетической силы отраженного света представляет собой окруж­ ность V (а) = / QCOSO:, где I'Q — энергетическая сила света в направлении нор­ мали к отражающей поверхности, а — угол между направлением излучения и этой нормалью. Коэффициент диффузного отражения выражается соотношени­ ем R = к В '/М , где М — энергетическая освещенность, В ' — энергетическая яркость диффузно отражающей поверхности.

При зеркальном отражении от плоских поверхностей пространственный угол, в пределах которого распространяется падающее излучение, сохраняется после отражения. Тогда коэффициент отражения

Здесь Ф — поток излучения, I — сила света, В — яркость, П — пространствен­ ный угол, нижний индекс (i) означает падающее, а верхний штрих обозначает отраженное излучение.

Законы зеркального отражения и преломления излучения для случая, когда обе среды изотропны, однородны, немагнитны (^*х = Р2 ) и прозрачны (я\ = Н2 = 0 в некоторой области спектра), являются следствием трех обстоя­ тельств: сохранения частоты колебаний при отражении и преломлении, изме­ нения фазовой скорости и волнового вектора при переходе излучения из одной

среды в другую в соответствии с показателями преломления обеих сред, а также равенства проекций волновых векторов падающей, отраженной и пре­ ломленной волн на границу раздела двух сред. Эти законы формулируются следующим образом:

падающий, отраженный и преломленный лучи лежат в одной плоскости с нормалью к поверхности раздела двух сред;

угол отражения излучения (по отношению к этой нормали) равен углу па­ дения;

синусы углов падения и преломления связаны между собой законом Снеллиуса

ni sin0i = тт2sin $2 •

Коэффициенты отражения г и пропускания t для амплитуды волны вычис­ ляются из условия, что тангенциальные компоненты векторов Е и Н электро­ магнитной волны не меняются при прохождении через границу раздела двух сред. Формулы Френеля для коэффициентов отражения и пропускания запи­ сываются в виде:

для Т Е компоненты, поляризованной перпендикулярно плоскости падения (вектор Е лежит в плоскости раздела двух сред)

(2.6.12)

2cos0i sin 02 trE = sin(0x + 02) ’

для T M компоненты (вектор E лежит в плоскости падения)

tg(0i - 02)

гтм 1 tg (01 + 02)

(2.6.13)

2cos 0i sin 02

Ьтм = sin (01 + 02) COS (01 — 02)

Коэффициенты отражения по интенсивности тогда равны

При нормальном падении излучения очевидно RT E = RT M — R-

71П\.1 -----— 71П2.0 2

R = П1 + П2

Зависимости г т е , гтм. RT E и RT M о т угла падения излучения 0 i на по­ верхность раздела приведены на рис. 2.6.1. Три левых графика представляют

случай П2 > т , три правых — случай п\ > п2 - Анализ приведенных соотноше­ ний и рисунков позволяет сделать ряд заключений:

1) Для волны с поляризацией Т М при условии + 02 = 7г/2 (когда угол между отраженным и преломленным лучами составляет 90°) RT M = 0 и име­

ет место полная поляризация отраженного излучения в плоскости, перпенди­ кулярной плоскости падения. При этом излучение с другой поляризацией прак­ тически не отражается от границы раздела. Вынужденные колебания атомов в среде 2, обусловленные падающей волной, поляризованной в плоскости па­ дения, происходят в направлении перпендикулярном падающему лучу вдоль направления отраженного луча и не подпитывают последний энергией. В ре­ зультате в отраженной волне колебания электрического вектора происходят только в плоскости, перпендикулярной к плоскости падения. Это явление ис­ пользуют для изготовления поляроидов и окон для лазерных кювет. Очевидно, что угол полной поляризации (угол Брюстера) может быть определен из соот­ ношения

2)При отражении от оптически менее плотной среды (ni > пг) и в\ > вс все излучение, не зависимо от его поляризации, отражается. Угол вс называется углом полного внутреннего отражения и равен вс = arcsin(n2/n i). При пол­ ном внутреннем отражении во второй среде распространяется не гармоническое колебание, а слабое возмущение, экспоненциально затухающее на глубине по­ рядка длины волны. Явление полного внутреннего отражения используют, на­ пример, для уменьшения потерь лучистого потока при его передаче с помощью волоконных линий.

3)Так как txE и tтм положительны при любых углах падения, то фаза преломленной волны всегда совпадает с фазой падающей волны.

4)Если излучение переходит из воздуха в преломляющую среду (пг > щ = 1), то угол падения 9i больше угла преломления в2 и из соотношения (2.6.12)

(гте отрицателен) следует, что Т Е поляризованная волна при отражении ме­ няет фазу на 180° Это явление интерпретируется как потеря половины длины волны.

Для Т М поляризации из уравнения (2.6.13) видно, что гтм < 0 только при в\ + 02 > 7 г / 2 (то есть при углах, больших брюстеровского, когда знаменатель становится отрицательным).

На двух нижних графиках (рис. 2.6.1) пунктиром показана также зависи­ мость коэффициента отражения от угла падения излучения для естественно поляризованной волны:

RT E + RT M

При переходе из воздуха в среду с большим показателем преломления или при большом числе отражающих поверхностей (например, в объективе) поте­ ри излучения на отражение могут стать значительными. Для устранения этих потерь на отражающую поверхность наносят тонкую просветляющую пленку,

Р и с . 2.6.1. Прохождение излучением границы раздела двух изотропных сред. Левые рисун­ ки — из оптически менее плотной в более плотную среду (п2 > n j), правые — из оптически

более плотной в оптически менее плотную среду (пг < n i) [47]

показатель преломления которой ппл близок к значению ппл = \/щщ, = у/п2 , а толщина h равна или кратна четверти длины волны h= (2k + 1) А/4ппл, где /г = 0,1,2,3... Излучение отражается сначала на границе «воздух — пленка», а затем на границе «пленка — отражающая поверхность». При указанной оп­ тической толщине пленки эти отраженные потоки приходят в каждую точку пространства в противофазе и отраженный поток в результате интерференции оказывается минимальным.

Очевидно, что просветляющие пленки эффективны только в определенном диапазоне длин волн и углов падения излучения. Для формирования спектра пропускания (или отражения) оптических покрытий их делают многослойными.

При нормальном падении излучения на границу между воздухом и средой с поляризацией и проводимостью коэффициент отражения зависит уже и от п