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Bestimmung der Modulationstransferfunktion einer CCD-Kamera ...

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4 Messung

4 Messung der Modulationstransferfunktion der eingesetzten CCD-Kamera 4.6 Diskussion der Ergebnisse Die ersten MTF-Ergebnisse aus Abschn. 4.3 mit den Kantenbildern des Beamblankers zeigten bis kN sowohl mit als auch ohne Maske eine gute Übereinstimmung mit der von Thust gefundenen [11]. Dies war zu erwarten, da es sich um eine baugleiche CCD-Kamera handelt und die gleiche Auswertungsmethode verwendet wurde. Wie schon aus dem Referenzspektrum 4.7(a) in Abschn. 4.2.5 ersichtlich wurde, bezog die verwendete Aliasing-Maske bereits die Spektralbereiche mit den höchsten Intensitäten und wenig Aliasing ein. Dies zeigte die Definition anderer Masken, die zusätzliche Bereiche des Objektspektrums oder die vollständig andere hochfrequente Spektralbereiche einschlossen. In beiden Fällen waren die Schwankungen der MTF-Kurven deutlich höher, so dass andere Masken für die Auswertung nicht in Frage kamen. Es traten weiterhin bei der MTF-Auswertung ohne Aliasing-Maske starke Schwankungen ab etwa 1, 2kN auf, so dass die MTF in diesem Bereich nur unzureichend sicher bestimmt werden konnte. Insgesamt ließen sich die geringen Diskrepanzen bis zur Nyquist-Frequenz zwischen den ermittelten Kurven und der von Thust mit der Herstellung des Szintillators erklären. Dabei besteht der Szintillator hauptsächlich aus einem Phosphormaterial, dessen genaue chemische Zusammensetzung unbekannt ist. Die MTF-Bestimmung anhand der Kantenbilder des Dreisegment-Siemens-Sterns in Abschn. 4.4 lieferte darüber hinaus auch im Bereich oberhalb der Nyquist-Frequenz eine nur wenig von einem mittleren Kurvenverlauf abweichende Szintillator-MTF. Beide Auswertungen, mit und ohne Aliasing-Maske, führten zudem zu vernachlässigbaren Unterschieden beider MTF-Kurven, d.h. ein Einfluss des Aliasings konnte dabei nicht festgestellt werden. Allerdings wurde wegen ihren unterschiedlichen Kurvenanpassungsparametern aus Gl. 4.10 die angeglichene MTF-Kurve mit Aliasing-Maske für die durchgeführten Simulationen verwendet. Die gefundenen MTF-Kurven weisen bei der Nyquist-Frequenz nur noch einen Wert von ca. 5% auf, der deutlich unter dem von Gatan angegebenen Wert von 12% liegt [31]. Dabei wurde nach Angaben von Gatan die Rauschmethode [24] anstatt der Kantenmethode verwendet [31]. Der MTF-Wert bei der halben Nyquist-Frequenz wurde laut Gatan hingegen mit der Kantenmethode zu 15% bestimmt, welcher dem hier ermittelten Wert von ca. 18% gegenüber steht. Die Tatsache, dass es keine nennenswerten Abweichungen bei der unterschiedlichen Behandlung des Aliasings festgestellt werden konnten, war ein wichtiges Ergebnis, das gegenteiligen Berichten in der Literatur [11, 21, 25] gegenüber steht. Grundsätzlich sollte der Einfluss des Aliasing zu einer erhöhten, verfälschten MTF führen [11, 21, 25]. Insbesondere sollten zu den CCD-Achsen parallele Aliasing-Artefakte zum Verschwinden der Steigung bei der Nyquist-Frequenz führen, so dass ab dort kein weiterer Abfall der Szintillator-MTF verzeichnet würde [22]. Der Grund für den vernachlässigbaren Unterschied liegt möglicherweise in der Geometrie des Siemens-Sterns. Seine regelmäßige Anordnung führt auf eine Vielzahl von starken und auswertbaren Signalen im Spektrum. Wegen der rotatorischen Mittelwertbildung erhalten diese gleichmäßig angeordneten Signale eine starke Gewichtung. Das zwischen diesen Signalen, und verstärkt an den Rändern auftretende Aliasing hat vergleichsweise wenig Intensität, so dass diese nur schwach gewichtet werden. Mit einer zusätzlichen Verifizierung in Abschn. 4.5 durch die Auswertungsmethode von Van den Broek et al. ließ sich schließlich das Ergebnis der erzielten Szintillator-MTF der Gatan UltraScan1000 CCD-Kamera weiter festigen. Demzufolge konnte die Szintillator-MTF sehr genau mit der Methode von Thust bestimmt werden und wurde in den durchgeführten HRTEM- Simulationen einbezogen, wie von Thust gefordert [11]. 66

5 Kontrastmessungen an einer Gallium-Arsenid-Probe In diesem Kapitel wird der Zusammenhang zwischen der in Abschn. 2.6.1 erläuterten thermisch diffusen Streuung (TDS) und dem Kontrast in HRTEM-Bildern beleuchtet. Da die TDS insbesondere bei hohen Streuwinkeln im Beugungsbild überwiegt, wird der Kontrast in HRTEM- Bildern einer Gallium-Arsenid (GaAs)-Probe für verschiedene Objektivaperturen (OA) und verschiedene Dicken bestimmt. Wenn die TDS also den Kontrast beeinflusst, dann muss dieser Einfluss anhand der untersuchten Probendicken von 30 nm, 35 nm und 140 nm nachweisbar sein. Mit Hilfe einer Mikroskopjustage in Abschn. 5.1 und den Aufnahmen wurden zunächst anhand verschiedener Methoden die Mikroskopparameter wie der Defokus ǫ und die sphärische Aberrationskonstante Cs sowie die Radien der OA in den Abschnitten 5.2 bis 5.4 ermittelt. Die Messungen wurden an zwei Probenstellen ohne Energiefilterung der Elektronen durchgeführt, wobei die Energiefilterung bei einer dritten Probenstelle für den Ausschluss von an Plasmonen gestreuten Elektronen sorgte. Dies ist besonders mit zunehmender Probendicke von Bedeutung. Am Kapitelende werden in Abschn. 5.5 die gemessenen Kontraste der drei Probenstellen in Abhängigkeit vom Aperturradius r dargelegt und der Kontrast in Hinblick auf die TDS betrachtet. 5.1 Mikroskopjustage und Kompensation von Aberrationen Um optimale Voraussetzungen für die HR-Aufnahmen zu schaffen, war die Justage des Elektronenstrahls in der Mikroskopsäule und eine aberrationskorrigierte Objektivlinse erforderlich. Die Korrektur der Aberrationen erfolgte mit Hilfe eines Cs-Korrektors, der neben der sphärischen Aberration auch andere Linsenfehler wie z.B. Koma ausgleicht. Dies wurde für jede Mikroskopsitzung erneut durchgeführt. Nachfolgend wird die Justage des Mikroskops, und die Korrektur der Objektivlinsenfehler erläutert. Justage Die Ausrichtung des Elektronenstrahls im Mikroskop umfasst drei Einstellungen. Die drei folgenden Schritte erfolgen iterativ, da die Einstellungen sich gegenseitig beeinflussen können und erneute Kalibrierungen in der Regel notwendig sind. 1. Strahlverschiebung (Beam shift): Die Verschiebung des Elektronenstrahls innerhalb der Mikroskopsäule wird mit einer Doppeldeflektionsspule bewirkt (s. Abb. 5.1). Die obere Deflektionsspule kippt den Strahl um einen Winkel γ und die untere Spule kippt anschließend den Strahl entgegengesetzt um −γ, so dass die Elektronen wieder parallel zur optischen Achse, aber verschoben zu ihrer ursprünglichen Position verlaufen. 67

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