Астронет > 3.8 Регистрация фототока

Астронет: А. В. Миронов/ГАИШ Прецизионная фотометрия
http://variable-stars.ru/db/msg/1169494/node18.html

Прецизионная фотометрия

<< 3.7 Спектральная чувствительность фотокатодов | Оглавление | 3.9 Вывод формул учета ... >>

3.8 Регистрация фототока

Итак, свет, попавший на фотокатод с соответствующей спектральной характеристикой, выбил из него фотоэлектроны в соответствии с функцией квантового выхода; эти электроны, собранные электрическим полем, ``размножились'' на динодах и собрались на коллекторе (или, в некоторых типах ФЭУ, на аноде) фотоумножителя, создав там некоторый электрический заряд, величину которого мы оценивали выше. Чтобы измерить величину этого заряда, его нужно пропустить на корпус прибора (см. рис.3.6) через нагрузочный резистор с сопротивлением . Фототок создаст на резисторе падение напряжения , которое нужно измерить. Величина эта мала и измерения представляют определенную трудность тем более, что фототок при наблюдениях звезд испытывает значительные флуктуации во времени, обусловленные статистическими флуктуациями числа падающих фотонов, флуктуациями оптических параметров атмосферы, вызывающими мерцания и дрожания и т.п.

Рассмотрим два способа регистрации фототока, проходящего через нагрузочное сопротивление .

Первый способ, который очень широко применялся на протяжении всей истории фотоэлектрической фотометрии, с которым работал Джонсон, проводя измерения в системе UBV, работали очень широко в нашей стране до конца 60-х годов, и работают иногда в настоящее время -- способ усиления постоянного тока.

Пусть сопротивление велико (порядка $10^8\div10^9$ Ом). Заряд с анода фотоумножителя (даже через такое большое сопротивление) стекает на корпус. Малая величина (порядка $10^{-7}\div10^{-10} А$ ), умноженная на большое , дает измеримые величины . Стекание заряда через такое сопротивление происходит достаточно медленно. Постоянная времени этого процесса определяется сопротивлением нагрузки и паразитной емкостью входа усилителя . Поскольку емкость обычно составляет величину порядка 10пФ, легко вычислить, что постоянная времени равна 0.01с. Так как в секунду на анод ФЭУ приходят $10^3\div10^6$ электронных лавин от фотоэлектронов, то к приходу следующей лавины предыдущая еще не успевает полностью стечь на землю. Таким образом, электрический заряд, возникающий на аноде, интегрируется за интервал, равный постоянной времени. При более или менее постоянном освещении фотокатода ток на выходе ФЭУ будет также более или менее постоянным, особенно если фотоэлектронов много и заряд, создаваемый ими, хорошо усредняется на аноде за время . Этот фототок можно усилить методами усиления постоянного тока, подробно описанными в литературе и измерить. Не будем вдаваться в подробности. Нам наиболее важно отметить достоинства и недостатки этого метода.

Резисторы с большим сопротивлением сами по себе, из-за теплового движения электронов в них, ``шумят'', и этот ``шум'' пропорционален величине сопротивления; значение сопротивления таких резисторов заметно зависит от температуры. При очень больших сопротивлениях нагрузки мы вынуждены в первом каскаде усилителя применять или специальные электрометрические лампы, имеющие очень высокое сопротивление между управляющей сеткой и катодом, или полевые транзисторы. Такой усилительный каскад своим входным сопротивлением не должен шунтировать нагрузочное сопротивление . При постоянной величине сопротивления , как правило, можно измерять соотношение световых потоков звезд, различающихся не более чем на 2-3 звездных величины. Для расширения диапазона применяется переключение сопротивлений нагрузки, что приводит к изменению коэффициента усиления. На входе усилителя обычно устанавливается от 3 до 10 различных нагрузочных резисторов, последовательно отличающихся друг от друга в 1.5-2 раза. Для работы в зависимости от величины светового потока выбирается один из них. Таким образом, измерения фототока от звезд, значительно отличающихся по блеску, ведутся на разных диапазонах усиления. Соотношение коэффициентов усиления между разными диапазонами необходимо очень хорошо знать. Например, если отношение коэффициентов для каждой пары смежных диапазонов известно с точностью $\pm1\%$ , то при 10 диапазонах можно в итоге получить ошибку $\pm10\%$ . К сожалению, соотношение диапазонов не остается постоянным и может самопроизвольно изменяться на 2-3%. Одной из причин такого изменения могут быть колебания влажности воздуха в различные даты наблюдений. Неточное знание соотношения диапазонов напрямую вносит ошибку в результаты измерений.

При усилении очень слабых токов метод усиления постоянного тока встречается с большими трудностями. Дело в том, что в результирующий ток полностью входит термоэмиссия с динодов. При измерении слабых световых потоков ток термоэмиссии становится сравним с сигналом. При этом шумы динодного темнового тока резко увеличивают ошибку измерений. Кроме того, вообще становится трудно поддерживать постоянным коэффициент усиления, трудно бороться с так называемым ``дрейфом нуля'' усилителя. При слабых токах может оказаться, что мы работаем на нелинейном участке характеристики усилительной лампы, тем самым теряя одно из основных преимуществ фотоэлектрической фотометрии.

Практика показала, что если фотоэлектронов много, то схема усиления постоянного тока вполне работоспособна. Измерения ярких звезд, выполненные Джонсоном в 50-х годах с усилителем постоянного тока, хороши: на них, как на стандарты, опираются и поныне многие фотометристы во всем мире.

При слабых сигналах лучше применять другой способ.

Если каждому заряду, образованному электронной лавиной, позволить быстро, т.е. через малое сопротивление нагрузки (например через сопротивление порядка Ом), стечь на корпус, то на этом сопротивлении возникнет короткий импульс напряжения . Как мы оценили выше, каждая такая лавина приносит на анод заряд величиной $7.8\,\cdot\,10^{-12}$ Кл. В этом случае постоянная времени $RC\,=\,10^2$ Ом $\cdot\,10^{-11}$ Ф $\,=\,10^{-9}$ с, много меньше физической длительности импульса внутри ФЭУ, являющейся обычно величиной порядка $20\,\cdot\,10^{-9}$ сек. Среднее значение тока во время импульса составляет $i\,=\,0.78\,\cdot\,10^{-21}$ Кл $/20\,\cdot\,10^{-9}$ с $\,=\,3.9\,\cdot\,10^{-5}$ A, а средняя амплитуда импульса равна $iR\,=\,3.9\,\cdot\,10^{-5}А\,\cdot\,10^2$ Ом $\,\approx\,4$ мВ. Такие импульсы можно усилить и зарегистрировать (сосчитать в штуках) с помощью современных электронносчетных частотомеров. На этом принципе основан способ измерения фототока, известный как метод счета фотонов. Более правильно было бы называть его методом счета фотоэлектронов, но традиции заставляют придерживаться приведенного названия. К сожалению не каждый электрон, вылетевший с фотокатода, вызывает импульс анодного тока. При переносе фотоэлектронов с фотокатода на первый динод, а также при перемещении вторичных электронов между первыми динодами имеются потери. Поэтому ФЭУ в целом характеризуется квантовой эффективностью регистрации $\chi(\lambda)$ .

Если мы хорошо знаем квантовую эффективность ФЭУ, то не составляет большого труда перевести сосчитанное количество импульсов в количество фотонов.

Метод счета фотонов сейчас является основным в практике звездной электрофотометрии. Главное преимущество этого метода состоит в том, что он линеен на слабых световых потоках. Правда, из-за того что коэффициенты умножения каждого динода могут флуктуировать, амплитуда импульсов будет несколько различной. Однако статистически эта амплитуда сохранится, и на практике показано, что метод счета фотонов нисколько не хуже по точности, чем метод усиления постоянного тока. На слабых же сигналах, где усилители постоянного тока работают плохо, считать импульсы гораздо выгоднее.

Сложнее обстоит дело с большими сигналами.

Импульс имеет отличную от нуля продолжительность. Она обусловлена тем, что отдельные электроны в лавине движутся по траекториям разной длины и приходят они (от одного и того же фотоэлектрона!) на анод в различные моменты времени. Для фотоумножителя ФЭУ-79 продолжительность импульса составляет около 25нс. При усилении импульса необходимо считаться с тем, что частотная полоса усилителя не имеет бесконечной ширины. Это в свою очередь ``растягивает'' импульс, увеличивает его эффективную продолжительность до 50-100нс.

Если два фотоэлектрона вылетели с фотокатода практически в один и тот же момент, точнее, через промежуток времени меньший, чем эффективная продолжительность импульса, то они будут сосчитаны как один и мы потеряем один фотоэлектрон. Промежуток времени, отсчитываемый от переднего фронта импульса, в течение которого апппаратура не способна зарегистрировать очередной импульс, называется мертвым временем.Пока световой поток слаб, число фотоэлектронов мало. Вероятность их совпадения во времени мала и эффектом мертвого времени можно пренебречь. Но при увеличении светового потока вероятность слияния импульсов быстро растет. Количество сосчитанных фотоэлектронов становится нелинейно связанным с величиной светового потока.

<< 3.7 Спектральная чувствительность фотокатодов | Оглавление | 3.9 Вывод формул учета ... >>