\section{Infračervená termografie}
Infračervená termografie je vědní obor zabývající se bezkontaktním měřením teploty těles a~to jak za pomocí například pyrometrů, tak i termokamer. Jelikož není měření tepelného záření tělesa úplně triviální, je třeba nejprve definovat jeho základní vlastnosti a do jisté míry pochopit jeho fyzikální podstatu, aby nedošlo k vyvození mylných závěrů či nesprávných výsledků. Tímto se bude zabývat následující kapitola, kde bude popsán princip měření teplotního pole na povrchu tělesa, kterou se zabývá právě termografie. Nejprve definujeme základy, včetně důležitých veličin a vzorců, tedy fundamentální základy, ze kterých budeme dále vycházet v~další části při popisu fyzikálního modelu využívaného pro měření teplotního pole na povrchu tělesa. Poslední část bude věnována infračerveným kamerám, a to hlavně z~pohledu jejich principu fungování.



\subsection{Tepelné záření}
Všechna tělesa, jejichž teplota je vyšší než absolutní nula, tedy vyšší nežli teplota 0 Kelvinů, se na molekulární úrovni pohybují, a to i přesto, že z makroskopického hlediska je předmět v relativním klidu. Tento mikroskopický pohyb či vibrace molekul se nazývá tepelný pohyb a je příčinou tepelného záření všech takovýchto těles. Toto generované záření však není ve viditelném spektru, jelikož jeho vlnová délka se pohybuje především v infračervené oblasti elektromagnetického spektra. Konkrétně můžeme výskyt infračerveného záření pozorovat na vlnových délkách od $770nm$ do $1mm$, přičemž rozdělení vlnových délek můžeme vidět na obrázku č.\ref{fig:vlnovedelky} \cite{Fisher}, kde lze pozorovat i fakt, že malá část infračerveného záření je pozorovatelná lidským okem, a to jako barvy velmi blízké červené (o vlnové délce blízko $770nm$) \cite{sova}. 

\begin{figure} [h]
	\centering
	\includegraphics[width=0.8\linewidth]{fig/zareni.png}
	\caption{Rozdělení vlnových délek \cite{Fisher}}
	\label{fig:vlnovedelky}
\end{figure}

Jelikož ale většina tepelného záření není viditelná pouhým okem, je třeba použít senzory detekující záření o těchto vlnových délkách a změřená data následně zpracovat a vizualizovat. Taková vizualizace se poté nazývá termogram a reprezentuje ve viditelném spektru hodnoty měřené teploty tělesa. Porovnání snímku ve viditelném spektru a termogramu je uveden na obrázku č. \ref{fig:Porovnani}.

\begin{figure} [h]
	\centering
	\begin{subfigure}{.5\textwidth}
		\centering
		\includegraphics[width=.5\linewidth]{fig/thermo.jpg}
		\caption{Snímek ve viditelném spektru}
	\end{subfigure}%
	\begin{subfigure}{.5\textwidth}
		\centering
		\includegraphics[width=.5\linewidth]{fig/visible.jpg}
		\caption{Termogram}
	\end{subfigure}
	\caption{Porovnání termogramu a snímku pořízeném ve viditelném spektru}
	\label{fig:Porovnani}
\end{figure}



\subsubsection{Černé a šedé těleso}\label{sec:CerneTeleso}
Černé těleso bylo ve fyzice zavedeno v roce 1860 Gustavem Kirchhofem jako konstrukt pro popis dějů, ke kterým dochází při tepelném záření. Na černé těleso lze pohlížet dvěma způsoby, a to jako na ideální těleso, nebo jako na ideální zářič. Ideálním objektem je myšleno, že takovéto těleso pohlcuje všechno dopadající záření ze všech směrů a všech vlnových délek, tedy lze také říci, že takovéto těleso neodráží žádné okolní záření. Důsledkem tohoto faktu je, že všechny jeho vlastnosti jsou závislé pouze na teplotě, nikoliv na dopadajícím záření. Pokud nahlížíme na černé těleso jako na zářič, jedná se o ideální všesměrový zářič, který vyzařuje maximální možné množství energie určené teplotou tohoto tělesa. Navíc pokud budeme uvažovat černé těleso, které dosáhlo stavu teplotní rovnováhy a jeho teplota je konstantní, pak množství pohlcené energie tohoto tělesa se rovná množství energie jím vyzářené \cite{Ohman,InfraredCarosena}.

Vztah popisující celkovou intenzitu vyzařování tělesa se nazývá Stefan-Boltzmannův zákon a lze ho vyjádřit jako \ref{eq:stefanBoltzmann}

\begin{equation}
M_{BB}=\sigma \cdot T^4 \; [Wm^{-2}]
\tag{2.1}
\label{eq:stefanBoltzmann}
\end{equation}

kde $\sigma = 5.67 \cdot 10^{-8}  \:\:\; W m^{-2} K^4$ je Stefan-Boltzmannova konstanta a $T$ je teplota v Kelvinech.

Jelikož skutečné objekty nedosahují vlastností černého tělesa, a to hlavně v ohledu pohltivosti dopadajícího záření, což znamená že ne všechno dopadnuté záření je dokonale pohlceno, je třeba definovat takzvané šedé těleso. Poté můžeme určit rozklad záření do několika složek, které budou popsány níže, a zároveň lze modifikovat Stefan-Boltzmanův zákon do tvaru pro popis intenzity vyzařování šedého tělesa jako \ref{eq:stefanBoltzmannSedy}

\begin{equation}
M_{GB}=\varepsilon \cdot \sigma \cdot T^4 \; [Wm^{-2}]
\tag{2.2}
\label{eq:stefanBoltzmannSedy}
\end{equation}

kde $M_{GB}$ je celková intenzita vyzařování šedého tělesa ve vakuu a $\varepsilon$ je emisivita, která je podrobněji popsána v kapitole \ref{sec:emisivita}.

Další, pro radiometrii důležitou veličinou, kterou je třeba pro popis definovat, je zářivý tok \cite{Ohman,InfraredCarosena}. Ten lze určit jako \ref{eq:zarTok}

\begin{equation}
\Phi = \frac{dQ}{dt} = \int_{A}^{} IdA \; [W]
\tag{2.3}
\label{eq:zarTok}
\end{equation}

kde $Q$ je energie dané elektromagnetické vlny, $t$ je čas, $I$ je intenzita záření a $A$ je plocha, kterou dané záření prochází. Dále můžeme určit vztah pro obecnou intenzitu vyzařování \ref{eq:vyzar}, který lze aplikovat i na předchozí definice intenzity vyzařování černého a šedého tělesa \ref{eq:stefanBoltzmann} a~\ref{eq:stefanBoltzmannSedy}

\begin{equation}
M = \frac{\partial \Phi}{\partial A} \; [W m^{-2}]
\tag{2.4}
\label{eq:vyzar}
\end{equation}

kde $\Phi$ je opět zářivý tok a A je plocha vyzařování tělesa. Celkovou intenzitu vyzařování tělesa je možné také určit pomocí vztahu \ref{eq:vyzar2}

\begin{equation}
M = \int_{0}^{\infty} M_{\lambda}d \lambda \; [Wm^{-2}]
\tag{2.5}
\label{eq:vyzar2}
\end{equation}

kde $\lambda$ je označení vlnové délky a $M_{\lambda}$ je spektrální hustota intenzity vyzařování, kterou lze určit jako \ref{eq:hustota}. Tato spektrální hustota je část energie vyzářená na jednotkovém intervalu vlnové délky.

\begin{equation}
M_{\lambda} =\frac{\partial M}{\partial \lambda} \; [Wm^{-1}]
\tag{2.6}
\label{eq:hustota}
\end{equation}

\begin{figure} [!h]
	\centering
	\includegraphics[width=0.75\linewidth]{fig/SchemaPruchodu.png}
	\caption{Chování tělesa při dopadu elektromagnetického záření, dle \cite{InfraredCarosena}}
	\label{fig:schemaPruchodu}
\end{figure}

Jak již bylo zmíněno výše, při dopadu elektromagnetického záření na povrch šedého tělesa, nedochází k jeho úplnému pohlcení. Dopad záření lze rozdělit na tři případy a to nejprve odraz, kdy se část dopadajícího záření odrazí od povrchu tělesa. Zbytek záření pronikne do objektu a na základě vlastností materiálu ze kterého se těleso skládá dojde k pohlcení části energie tohoto záření. Pokud je materiál dostatečně opticky mohutný, dojde k pohlcení zbytkového záření. V opačném případě je možné, že část záření projde skrz těleso. Tento proces je schematicky znázorněn na obrázku č.\ref{fig:schemaPruchodu}.



Pro popis dopadajícího zaření a jeho vztahu k tělesu je ve fyzice zavedeno několik veličin. Ty jsou popsány a definovány v následujících kapitolách.

 
\subsubsection{Emisivita}\label{sec:emisivita}
Emisivita je v termografii pravděpodobně nejvíce využívanou veličinou. Značí se $\varepsilon$ a vyjadřuje poměr vyzařování reálného objektu, ku vyzařování černého tělesa. Obecně je emisivita závislá na několika parametrech, a to konkrétně na vlnové délce záření, směru dopadu a na teplotě povrchu. V takovém případě hovoříme o spektrální směrové emisivitě a můžeme ji vyjádřit jako \ref{eq:emissivita}

\begin{equation}
\varepsilon(\Theta,\Phi,T) = \frac{l_{\lambda}(\Theta,\Phi,T)}{l_{\lambda BB} (T)}
\tag{2.7}
\label{eq:emissivita}
\end{equation}
kde $\Theta$ a $\Phi$ jsou úhly pro azimut a elevaci dopadajícího záření, $T$ je Teplota v Kelvinech, $l_{\lambda}(\Theta,\Phi,T)$ je intenzita záření pro danou vlnovou délku, směr a teplotu a $l_{\lambda BB} (T)$ je intenzita záření černého tělesa pro danou vlnovou délku a teplotu. Při potřebě přesných výpočtů, týkajících se především  tepelné výměny radiací, je výhodné využít znalosti o závislosti směru na vlnové délce pro daný materiál, Avšak v praxi se dá považovat průměrná hodnota emisivity pro všechny směry dopadu záření za konstantní. Takto lze definovat jednodušší závislost pro stanovení emisivity jako poměr vyzářených energií zkoumaného tělesa a černého tělesa za shodné teploty a to konkrétně jako \ref{eq:emissivita2}

\begin{equation}
\varepsilon(T) = \frac{M(T)}{M_{BB}(T)}
\tag{2.8}
\label{eq:emissivita2}
\end{equation}

kde, $M(T)$ je energie vyzářená zkoumaným tělesem za dané teploty a $M_{BB}(T)$ je energie vyzářená černým tělesem za dané teploty \cite{InfraredCarosena,Ohman,kadlec}.

\subsubsection{Pohltivost (absorbance)}\label{sec:pohltivost}
Další veličinou je pohltivost, neboli absorbance, která popisuje absorpci záření materiálem. Lze jí definovat jako poměr pohlceného a celkového zářivého toku (viz \ref{eq:pohltiovst})

\begin{equation}
\alpha=\frac{\Phi_a}{\Phi_0}
\tag{2.9}
\label{eq:pohltiovst}
\end{equation}

kde $\Phi_a$ je zářivý tok pohlcený a~$\Phi_0$ je celkový zářivý tok. K pohlcení záření zpravidla dochází při několika jevech, a to při elektronové absorpci, absorpci v mřížce a~dielektrické disperzi. K elektronové absorpci dochází pouze ve vodivých, či polo-vodivých materiálech, kde dochází k interakci elektromagnetického záření s volnými elektrony nebo elektronovými dírami v daném materiálu. Absorpce v mřížce se vyskytuje v případě nevodičů a~je způsobena společným pohybem dopadajícího záření a tepelné vibrace atomů v krystalové mřížce. Posledním jevem je dielektrická disperze, kde dochází k rozptýlení elektromagnetické vlny z~důvodu mikroskopických vad materiálu \cite{InfraredCarosena,Ohman,kadlec}.


\subsubsection{Odrazivost (reflektance)} \label{sec:odrazivost}
Při dopadu záření nedojde k absorbování celé jeho energie, ale na reálných tělesech dochází k jeho odrážení. Odrazivost popisuje právě tento odraz a lze ji definovat jako poměr odraženého zářivého toku a toku celkového (viz \ref{eq:odrazivost})

\begin{equation}
\rho =\frac{\Phi_r}{\Phi_0}
\tag{2.10}
\label{eq:odrazivost}
\end{equation}

kde $\Phi_r$ značí zářivý tok odražený a $\Phi_0$ celkový zářivý tok. Odrazivost nabývá hodnot od 0 do 1 tedy $\rho \in <0;1>$. Pokud budeme uvažovat materiál s velmi lesklým povrchem, bude se odrazivost blížit k hodnotě 1 a bude docházet k takzvanému zrcadlovému odrazu. To~znamená, že dopadající záření, respektive paprsky, jsou odraženy v určitém směru. Opakem zrcadlového odrazu je odraz difuzní, který nastává při odrazivosti materiálu blížící se nule. Tyto extrémní případy se v praxi téměř nevyskytují \cite{InfraredCarosena,Ohman,kadlec}.

\subsubsection{Propustnost (transmitance)} \label{sec:propustnost}
Propustnost je veličina vyjadřující množství záření, které projde po dopadu daným materiálem. Můžeme ji vyjádřit jako poměr zářivého toku propuštěného materiálem a celkového zářivého toku. Tento vztah lze vyjádřit vzorcem jako \ref{eq:propustnost}

\begin{equation}
\tau =\frac{\Phi_t}{\Phi_0}
\tag{2.11}
\label{eq:propustnost}
\end{equation}

kde $\Phi_t$ je zářivý tok, který prošel materiálem a $\Phi_0$ je zářivý tok celkový. Jakožto všechy předchozí definované veličiny, tedy emisivita (\ref{sec:emisivita}), pohltivost (\ref{sec:pohltivost}) a odrazivost 
(\ref{sec:odrazivost}), je i propustnost závislá na vlnové délce dopadajícího záření. U této veličiny lze definovanou závislost demonstrovat nejjednodušeji, a to za použití skla. Sklo je pro záření ve viditelném spektru propustné. Pokud se ale vlnová délka záření dostane do infračerveného spektra, sklo je pro něj téměř nepropustné \cite{InfraredCarosena,Ohman,kadlec}.



\subsection{Kirchhoffovy vyzařovací zákon} \label{sec:kirchhof}
Kirchhofův vyzařovací zákon určuje závislost mezi pohltivostí (\ref{sec:pohltivost}), odrazivostí (\ref{sec:odrazivost}) a propustností (\ref{sec:propustnost}) \cite{Ohman,kadlec}. Tato závislost je vyjádřena jako \ref{eq:kirch1}

\begin{equation}
\phi_0 = \phi_\alpha + \phi_\rho + \phi_\tau,
\tag{2.12}
\label{eq:kirch1}
\end{equation}

kde $\phi_0$ je celkový zářivý tok, $\phi_\alpha$ je pohlcený zářivý tok, $\phi_\rho$ je odražený zářivý tok a $\phi_\tau$ vyjadřuje prostupný zářivý tok tělesem. Na základě této závislosti \ref{eq:kirch1} lze provést její úpravu, kterou dostaneme Kirchhofův vyzařovací zákon \ref{eq:kirch2}.
\begin{equation}
1 = \frac{\phi_\alpha}{\phi_0} + \frac{\phi_\rho}{\phi_0} + 
\frac{\phi_\tau}{\phi_0} = \alpha + \rho + \tau
\tag{2.13}
\label{eq:kirch2}
\end{equation}


Kirchhoffův vyzařovací zákon definuje, že pokud se těleso nachází v termodynamické rovnováze, je jeho emisivita rovna pohltivosti, což znamená, že záření pohlcené tělesem je plně vyzářeno. Z tohoto předpokladu, lze upravit rovnici \ref{eq:kirch2} do následujícího tvaru.

\begin{equation}
1 = \varepsilon + \rho + \tau.
\tag{2.14}
\label{eq:kirch3}
\end{equation}

Pokud budeme uvažovat materiál dokonale nepropustný, tedy jeho propustnost bude rovna 0 $(\tau = 0)$, můžeme rovnici \ref{eq:kirch3} upravit do tvaru, ze kterého vyplývá závislost mezi pohltivostí, případně emisivitou, a odrazivostí. Tato závislost \ref{eq:kirch4} udává nepřímou úměru mezi zářením pohlceným a odraženým. Ilustraci jevů vyskytujících se při dopadu záření je možné vidět na obrázku č. \ref{fig:schemaPruchodu}.

\begin{equation}
\begin{split}
1 = \alpha + \rho, \\
1 = \varepsilon + \rho.
\end{split}
\tag{2.15}
\label{eq:kirch4}
\end{equation}

\subsection{Planckův vyzařovací zákon}

Pro stanovení intenzity vyzařování černého tělesa, lze využít znalosti Planckova vyzařovacího zákona. Ten definuje intenzitu vyzařování, závislou na vlnové délce a teplotě tělesa z čehož vyplývá, že černé těleso vyzařuje záření o různých intenzitách na různých vlnových délkách při dané teplotě. Planckův vyzařovací zákon je popsán rovnicí \ref{eq:planck}

\begin{equation}
M_{0\lambda}= \frac{2\pi h c^2}{\lambda^5 (e^{\frac{hc}{k\lambda T}}-1)},
\tag{2.16}
\label{eq:planck}
\end{equation}

kde $M_{0\lambda}$ je intenzita vyzařování černého tělesa, $h$ Planckova konstanta ($h = 6,6256\cdot 10^{-34}\, J\cdot s $), $c$ je rychlost světla ve vakuu ($c = 2,9979 \cdot 10^8\, m\cdot s^{-1}$), $\lambda$ je vlnová délka, T je teplota povrchu tělesa v Kelvinech a $k$ je Stefan - Boltzmannova konstanta ($k = 1,3805 \cdot 10^{-23}\, J\cdot K^{-1}$) \cite{Ohman,kadlec}.



\subsection{Wienův posunovací zákon}
Maximální hodnota intenzity vyzařování tělesa je na různých vlnových délkách definována teplotou tělesa. Tuto závislost popisuje Wienův posunovací zákon \ref{eq:wien}. Zároveň lze pomocí tohoto vztahu určit hodnotu vlnové délky, při které je intenzita vyzařování tělesa maximální \cite{Ohman,kadlec}. Tento vztah lze vyjádřit jako
\begin{equation}
\lambda_{max} = \frac{b}{T},
\tag{2.17}
\label{eq:wien}
\end{equation}
kde $\lambda_{max}$ je vlnová délka, při které je intenzita vyzařování tělesa maximální, $b$ je Wienova konstanta ($b = 2,898 \cdot 10^{-3} \cdot K$) a $T$ je teplota povrchu tělesa \cite{Ohman}.


\subsection{Rovnice termografie}
Měření za pomocí termografie se zabývá měřením teplotního pole na povrchu tělesa bezkontaktní metodou. Měření touto metodou má určité výhody, jako například možnost měření pohyblivých těles, či měření nebezpečných objektů z bezpečné vzdálenosti. Další výhodou, která nepřímo s takovým měřením souvisí, je vyhledávání tepelných stop v místech se zhoršenou viditelností. Samozřejmostí je, že i tato metoda má své nevýhody a omezení použití, jakožto i více ovlivňujících parametrů než například kontaktní měření teploty. Některými z~ovlivňujících parametrů jsou veličiny popsané v předchozích kapitolách, a to emisivita (\ref{sec:emisivita}), odrazivost (\ref{sec:odrazivost}), propustnost (\ref{sec:propustnost}) a pohltivost (\ref{sec:pohltivost}). Tyto veličiny celkově definují jak zářivý tok vyzářený tělesem, tak tok odražený. Dalším faktorem při termografickém měření je vliv takzvaného vloženého media, tedy média, které se vyskytuje v~prostoru mezi termokamerou a měřeným objektem. Tím je ve většině případů atmosféra. Vložené médium ovlivňuje měření několika jevy, jako například absorpcí, rozptylem, turbulencí a emisí záření. Tyto jevy jsou popsány v následujících podkapitolách a schematické zobrazení můžeme vidět na obrázku č. \ref{fig:pruchod}.

\begin{figure} [h]
	\centering
	\includegraphics[width=0.7\linewidth]{fig/pruchod.png}
	\caption{Vliv okolí na bezkontaktní měření teploty povrchu termokamerou}
	\label{fig:pruchod}
\end{figure}

Fyzikální model, který je využíván při měření, bere v potaz tři základní toky záření, a~to sledovaného tělesa, atmosféry a odražený tok z okolních zdrojů záření. Jejich součtem lze určit celkový zářivý tok (\ref{eq:RovniceTermografie}), který je zároveň měřenou veličinou za pomocí termokamery. Tento součet se nazývá rovnicí termografie a lze ho vyjádřit jako

\begin{equation}
\phi_{celk} = \varepsilon \tau \phi_{obj} + (1-\varepsilon)\tau\phi_{odr} + (1-\tau)\phi_{atm},
\tag{2.18}
\label{eq:RovniceTermografie}
\end{equation}

kde $\varepsilon$ je emisivita povrchu sledovaného objektu a $\tau$ je propustnost atmosféry. Důležité je podotknout, že tento fyzikální model nezohledňuje vlastnosti optiky měřicího zařízení. Ta je považována za plně transparentní. Přestože optika vliv na měření má, ve většině situací je její vliv na měření zanedbatelný \cite{InfraredCarosena,Ohman,InfraredElectro-Optical}.

\subsubsection{Absorpce}
Absorpce je jev silně závislý na vlnové délce a složení vloženého média (atmosféry). Příkladem může být přítomnost oxidu uhličitého v atmosféře, který absorbuje záření mající vlnovou délku v okolí $15 \mu m$. Dalšími ovlivňujícími složkami je například vodní pára, či ozon.
\subsubsection{Rozptyl}
Rozptyl je ovlivněn jednak molekulami plynu (Rayleighův rozptyl), jednak i aerosoly (Mielův rozptyl) přítomnými v atmosféře. Pokud srovnáme rozptyl záření ve viditelném spektru a ve spektru infračerveném, můžeme říci, že je tento rozptyl nižší. Toho se využívá například k~vyhledávání osob v mlze či písečné bouři.
\subsubsection{Turbulence}
Turbulence je jev silně ovlivněný vzdáleností od měřeného objektu. Při tomto jevu dochází k rozmazání obrazu, jež je zapříčiněno silným větrem či při konvekčním přesunu tepla.
\subsubsection{Emise}
K emisi tepelného záření dochází obecně u všech těles s absolutní teplotou vyšší než 0~Kelvinů. Jelikož lze atmosféru díky své hmotě také považovat za těleso,tak i atmosféra emituje akumulovanou energii ve formě záření. V mnoha případech je emise atmosféry zanedbatelná, avšak je třeba ji vzít v úvahu v případě měření objektů s podobou teplotou jako je jejich okolí, kde se emise atmosféry signifikantně projeví.


\subsection{Detektory infračerveného záření}

Za detektor infračerveného záření lze považovat zařízení, které transformuje optické záření na měřitelný a definovaný elektrický signál. Hlavní podmínkou takového zařízení pak je určení závislosti mezi optickou veličinou a výstupním signálem. Pokud je tato závislost stanovena, lze z ní definovat intenzitu dopadajícího záření, a na základě ostatních parametrů a rovnice termografie (\ref{eq:RovniceTermografie}) poté určit teplotu měřeného materiálu.

Na současném trhu se vyskytuje nepřeberné množství takových zařízení, ale většinu z nich lze rozdělit do dvou základních skupin. Těmito skupinami jsou zařízení využívající termální nebo kvantové senzory. Termální senzory jsou ve většině případů využity v termokamerách a fungují na principu ohřevu teplotně závislého materiálu, přičemž se mění daná měřitelná vlastnost, typicky rezistivita, a následně je převedena na elektrický signál pro další zpracování. Kvantové, nebo také fotonové, senzory generují volný náboj na základě dopadajících fotonů záření s danou energií. Tím se mění elektrické vlastnosti tohoto senzoru.

\subsubsection{Termální senzory}\label{sec:Mikrobolometr}
Termální senzory pracují na principu změny svých vlastností na základě dopadajícího záření. Těmito vlastnostmi mohou být například resistivita, kapacitance nebo napětí. Jejich výhodou je, že jsou schopné fungovat za pokojových teplot a nepotřebují tedy pro správnou funkci externí chlazení. Mezi dva hlavní typy využívané v dnešních termokamerách patří bolometry a pyroelektrické senzory, jejichž vlastnosti jsou popsány níže.

Bolometr funguje na principu změny resistivity při změně teploty po dopadu infračerveného záření. Pokud budeme hovoříme o mikrobolometru, jedná se o jeden element pole, většinou umístěném na křemíkovém substrátu. Taková pole, složená z mikobolometrů, můžeme nazvat mikrobolometrickým senzorem, kde jeden element po vyčtení odpovídá jedné teplotní hodnotě obrazu na daném pixelu. Schematicky můžeme mikrobolometr vidět na obrázku č. \ref{fig:mikrobolometr}.

\ref{fig:mikrobolometr}
\begin{figure} [h]
	\centering
	\includegraphics[width=0.5\linewidth]{fig/mikrobolometr.png}
	\caption{Mikrobolometrický detektor \cite{InfraredCarosena}}
	\label{fig:mikrobolometr}
\end{figure}

Dalším typem termálních senzorů je senzor pyroelektrický. Jak již název napovídá, základem je pyroelektrický efekt. Ten spočívá v tom, že především u některých krystalických materiálů dochází vlivem změny teploty k mírné oscilaci atomů v krystalické mřížce, a tedy k dočasné polarizaci materiálu. U pyroelektrických materiálů lze detekovat změnu náboje při změně teploty, tedy určit elektrický proud, který je přímo úměrný této změně. Jelikož je senzor schopen detekovat pouze změnu teploty, a ne její absolutní hodnotu, je nutné pro tento senzor použít například rotující clonu, která bude periodicky zakrývat daný senzor, a tím získat konstantní generovaný proud senzoru, který odpovídá dané teplotě. Zároveň má tato clona pozitivní vliv na filtraci šumu okolí.\cite{InfraredCarosena,kadlec2}.


\subsubsection{Kvantové senzory}\label{sec:Kvant}
Kvantové senzory jsou schopné generovat po dopadu záření náboj, a to díky absorpci fotonů. Ta nemá za následek nárůst vlastní teploty detektoru. Hlavní výhodou těchto senzorů je velmi rychlá odezva, a to řádově v mikrosekundách, a také jejich vysoká citlivost. Nevýhodou, a to hlavně z hlediska cenové dostupnosti, je nutnost chladit senzor na kryogenní teploty. K~tomu lze využít například stirlingův nebo peltierův chladič. Díky chlazení se také u těchto senzorů redukuje tepelný šum. Další vlastností těchto detektorů je, že jsou často úzkopásmové, přičemž detekované pásmo vlnových délek takových senzorů je definováno volbou materiálu. \cite{InfraredCarosena,kadlec2}.

