Physikalische Messtechnik Achim Kittel Energie- und Halbleiterforschung Fakultät V, Institut für Physik Büro: W1A 1-102 Tel.: 0441-798 3539 email: [email protected] Wintersemester 2005/06 Inhaltsverzeichnis 1. Einführung in die Sensortechnik 2 1.1. Statische Sensoreigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2 1.1.1. Die Ideale Sensorkennlinie (Soll-Kennlinie) . . . . . . . . . . . . . . . . . 2 1.1.2. Reale Sensorkennlinie (Ist-Kennlinie) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2 1.1.3. Einflüsse durch Störgrößen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4 1.1.4. Fehlerfortpflanzung systematischer Fehler . . . . . . . . . . . . . . . . . 4 1.2. Korrektur von statischen Sensorfehlern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4 1.2.1. Kalibrieren, Skalieren und Modellieren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4 1.2.2. Linearisieren in der Messkette . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5 1.2.3. Linearisierung und Einflusskorrektur durch das Differenzprinzip . . . . . . 5 1.2.4. Umkehrung des Wirkrichtung durch Gegenkopplung — Kompensationsprinzip 6 2. Auswertung von Messsignalen 2.1. Einige Begriffsdefinitionen . . . . . . . . . . . . . 2.2. Die vier Schritte der Auswertung einer Messung . 2.2.1. Aufstellung des Modells . . . . . . . . . . 2.2.2. Vorbereiten der Eingangsdaten . . . . . . 2.2.3. Berechnung des vollständigen Ergebnisses 2.2.4. Angabe des Messergebnisses . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3. Grundlegende Messverfahren 3.1. Spannungsmessung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2. Strommessung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.3. Ladungsmessung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.4. Messung von Wechselspannung und Wechselstrom . . . . . . . . . . . 3.4.1. Bandbreitenbetrachtungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.4.2. Messung des Spitzenwerts und Gleichstromäquivalents . . . . 3.5. Widerstandsmessung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.5.1. Stromfehler- und Spannungsfehlerschaltung . . . . . . . . . . 3.5.2. Messung mit einer Stromquelle . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.5.3. Messung durch Vergleich . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.5.4. Messung kleiner Widerstände durch Vierpunktmessung . . . . 3.6. Messung von Induktivitäten und Kapazitäten . . . . . . . . . . . . . 3.6.1. Messung der Zeitkonstanten bei Ein- und Ausschaltvorgängen 3.6.2. Messung von der Resonanzfrequenz in Schwingkreisen . . . . 3.6.3. Messung der komplexen Impedanz . . . . . . . . . . . . . . . 3.7. Rauschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.7.1. Widerstandsrauschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . i . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8 8 8 9 9 10 11 . . . . . . . . . . . . . . . . . 12 12 13 14 15 15 17 20 20 20 21 21 22 22 22 23 23 24 3.7.1.1. Wiener-Chintschin-Relation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.7.1.2. Herleitung des Widerstandsrauschen nach Nyquist . . . . . . . 3.7.2. Brownsche Bewegung als stochastischer Prozess . . . . . . . . . . . . . . 3.8. Weitere Rauschquellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.8.1. Schrotrauschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.8.2. Generations-Rekombinationsrauschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.8.3. Flickerrauschen (1/f-Rauschen) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.9. Einfluss eines Filters auf Rauschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.10. Methoden zur Rauschunterdrückung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.10.1. Lock-in Verstärker . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.10.2. Die Funktionsweise eines phasensensitiven Detektors . . . . . . . . . . . 3.10.3. Aufbau eines phasensensitiven Detektors . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.10.4. Rauschreduktion durch Mittelung von repetierlichen Signalen . . . . . . . 3.10.5. Die Methode der Boxcar-Mittelung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.11. Methoden zur empfindlichen Messung kleiner Signale . . . . . . . . . . . . . . . 3.11.1. Konzeption des Messaufbaus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.11.2. Begrenzung des Messfeldes bei einer Spannungsmessung . . . . . . . . . 3.11.3. Begrenzung des Messfeldes bei einer Strommessung . . . . . . . . . . . . 3.11.4. Begrenzung des Messfeldes bei einer Widerstandmessung . . . . . . . . . 3.11.5. Mögliche Fehlerquellen und ihre Beseitigung . . . . . . . . . . . . . . . . 3.11.5.1. Das Spektrum von möglichen Störquellen . . . . . . . . . . . . 3.12. Sensoren für unterschiedliche physikalische Größen . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.1. Sensoreffekte zur Umsetzung mechanischer Größen . . . . . . . . . . . . 3.12.1.1. Piezoelektrischer Effekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.1.1.1. Die mechanische Spannung . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.1.1.2. Die mechanische Dehnung . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.1.1.3. Der direkte piezoelektrische Effekt . . . . . . . . . . . 3.12.1.1.4. Der inverse piezoelektrische Effekt . . . . . . . . . . . 3.12.1.1.5. Kristalleigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.1.2. Piezoresistiver Effekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.1.2.1. Einschub: Elektronen im Gitter . . . . . . . . . . . . . 3.12.1.2.2. Beschreibung des piezoresistiven Anteils in Halbleitern 3.12.2. Umsetzung magnetischer Größen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.2.1. Messung mit Hilfe einer rotierenden Spule . . . . . . . . . . . . 3.12.2.2. Kernsondenmagnetometer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.2.3. Hall Effekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.2.4. Gauß Effekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.2.5. Magnetoresistiver Effekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.2.6. Supraleitende Magnetfeldsensoren . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.2.6.1. Der Josephson-Kontakt . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.2.6.2. Das Superconducting Quantum Interference Device . . 3.12.3. Umsetzung von thermischen Größen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.3.1. Thermowiderstands-Effekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.3.1.1. Thermowiderstands-Effekt in Metallen . . . . . . . . . 3.12.3.1.2. Thermowiderstands-Effekt in Elementhalbleitern . . . 3.12.3.1.3. Keramikwiderstande als Heißleiter (NTC) . . . . . . . 3.12.3.1.4. Keramikwiderstande als Kaltleiter (PTC) . . . . . . . ii 24 26 27 29 29 29 29 29 31 31 31 33 34 34 35 35 37 38 39 40 45 45 45 45 46 47 48 48 48 49 49 50 51 51 51 52 54 55 58 59 60 64 64 64 65 66 67 3.12.3.2. Temperatureffekte bei Halbleiterübergängen . . . . . . . 3.12.3.3. Thermoelektrische Effekte . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.3.4. Pyroelekrische Effekte . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.4. Umsetzung optischer und strahlungstechnischer Größen . . . . . . 3.12.4.1. Äußerer Photoeffekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.4.2. Innerer Photoeffekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.4.2.1. Photowiderstand . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.4.2.2. Photodiode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.12.4.2.3. Phototransistor . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.13. Grundlagen der Magnetischen Kernspinresonanz . . . . . . . . . . . . . . 3.13.1. Klassische Behandlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.13.1.1. Die Blochgleichungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.13.1.2. Kontinuierliche Hochfrequenzeinstrahlung . . . . . . . . 3.13.1.3. Einstrahlen von Hochfrequenzpulsen . . . . . . . . . . . 3.13.1.4. Freie Präzession (FID) . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.13.1.5. Spin-Echos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.13.1.6. T1 -Messung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.13.1.7. Vektordiagramme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.13.2. Sondenkerne zur Bestimmung von lokalen Eigenschaften . . . . . 3.13.2.1. Chemische Verschiebung . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.13.2.2. Dipol-Dipol-Wechselwirkung . . . . . . . . . . . . . . . 3.13.3. Experimente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.13.3.1. Aufbau eines Spektrometers . . . . . . . . . . . . . . . 3.13.3.2. Ein hochauflösendes NMR-Spektrometer in der Realität 3.14. Grundlagen der Rastersondenmikroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.14.1. Das Rastertunnelmikroskop . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.14.1.1. Theoretischer Hintergrund der Rastertunnelmikroskopie . 3.14.2. Das Rasterkraftmikroskop . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . A. Operationsverstärker und ihre Grundschaltungen A.1. Begriffserklärung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . A.2. Nicht-invertierender Verstärker . . . . . . . . . . . A.3. Invertierender Verstärker . . . . . . . . . . . . . . A.4. Addierer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . A.5. Subtrahierer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . A.6. Schmitt-Trigger . . . . . . . . . . . . . . . . . . . A.7. Differentiator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . A.8. Integrator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . A.9. Logarithmischer Verstärker . . . . . . . . . . . . . A.10.Instrumentenverstärker . . . . . . . . . . . . . . . A.11.Impedanzinverter (negative impedance converter — . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . NIC) B. Analog/Digital-Wandler und Digital/Analog-Wandler B.1. Wandlungsfehler . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . B.2. Digital/Analog-Wandler . . . . . . . . . . . . . . . . B.2.1. Stromwägeverfahren . . . . . . . . . . . . . . B.2.2. R-2R-Wandler . . . . . . . . . . . . . . . . . iii . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67 67 69 70 70 72 72 73 75 76 76 76 78 79 80 80 81 81 82 82 83 85 85 86 88 89 90 97 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102 102 104 105 105 106 106 107 107 108 109 109 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111 111 111 111 112 B.2.3. Pulslängenmodulation . . . . . . . . . . . . . . . . B.2.4. 1-bit Wandler . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . B.2.5. MASH-Verfahren . . . . . . . . . . . . . . . . . . B.3. Analog/Digital-Wandler . . . . . . . . . . . . . . . . . . . B.3.1. Parallelwandler (Flash-Converter) . . . . . . . . . . B.3.2. Kaskadenumsetzer . . . . . . . . . . . . . . . . . . B.3.3. Nachlaufverfahren/Zählverahren . . . . . . . . . . B.3.4. Wägeverfahren (successive approximation register) B.3.5. Sägezahnverfahren (single slope integration) . . . . B.3.6. Dual-Slope-Verfahren (dual-slope integration) . . . B.3.7. Sigma-Delta-Verfahren . . . . . . . . . . . . . . . iv . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 112 113 114 114 114 115 116 116 117 117 119 Vorbemerkung Das vorliegende Skript diente ursprünglich als Notiz oder besser Gedächtnisstütze für die Vorlesung. Es ist somit sicherlich kein Lehrbuch und an vielen Stellen zu knapp gehalten, um eine Einarbeitung in ein Stoffgebiet zu ermöglichen. Dennoch hoffe ich, dass ich hiermit eine Hilfestellung geben kann, sich auf eine Prüfung vorzubereiten oder die eine oder andere nützliche Information zur Verfügung zu stellen. An dieser Stelle möchte ich mich auch noch herzlich bei Herrn Jens Reemts bedanken, der mit viel Ausdauer und Sorgfalt das Skript Korrektur gelesen hat. 1 1. Einführung in die Sensortechnik 1.1. Statische Sensoreigenschaften 1.1.1. Die Ideale Sensorkennlinie (Soll-Kennlinie) Ein Sensor bildet eine Eingangsgröße (= Messgröße) x auf ein Ausgangssignal y ab. x y Sensor Messgröße Ausgangsgröße Damit ergibt sich für den Zusammenhang: y(x) = y0 + ∆y (x − x0 ) ∆x (1.1) Dabei bezeichnet x0 den Messbereichsanfang, x0 + ∆x das Messbereichsende, y0 den Ausgangssignalanfang und ∆ydie Ausgangssignalspanne. Die Empfindlichkeit ist durch die Steigung der Kennlinie an der entsprechenden Stelle gegeben: ε(x) = dy dx (1.2) Diese Größe wird auch als Steilheit bezeichnet und ist bei einer ideal linearen Kennlinie natürlich konstant. y0+∆y ys y0 x0 x0+∆x 1.1.2. Reale Sensorkennlinie (Ist-Kennlinie) Der absolute Fehler berechnet sich aus der Differenz von Istwert yi und Sollwert ys : Fabs = yi − ys 2 (1.3) Während der relative Fehler auf die Ausgangsspanne bezogen ist: Frel = yi − ys ∆ys (1.4) Er ist somit dimensionslos. Der absolute Fehler wird oft auf die Eingangsgröße bezogen angegeben, was bei einem linearen Zusammenhang leicht mit Hilfe der Empfindlichkeit ε angegeben werden kann: yi − ys Fabs,x = (1.5) ε Im Allgemeinen lässt sich der gesamte Fehler in verschiedene Anteile untergliedern: • Nullpunktsfehler Fnu • Steigungsfehler Fst • Linearitätsfehler Fli Es ergibt sich für die Ist-Kennlinie yi , die Soll-Kennlinie ys und den absolute Fehler Fabs : ∆yi (x − x0 ) + Fli (x) ∆x ∆ys ys (x) = y0s + (x − x0 ) ∆x ∆yi − ∆ys = yi (x) − ys (x) = y0i − y0s + (x − x0 ) + Fli (x) | {z } | ∆x {z } yi (x) = y0i + Fabs Fnu Fst (x) 3 (1.6) (1.7) (1.8) 1.1.3. Einflüsse durch Störgrößen Bei einer Messung ergeben sich unterschiedliche, störende Einflüsse, wie: • die Temperatur, wenn nicht gerade die Temperatur gemessen werden soll. • Luftdruck und Luftfeuchtigkeit. • mechanische Erschütterung. • die Versorgungsspannung eines Sensors, eines Verstärkers oder einer Messschaltung. • elektrische und/oder magnetische Felder (EMV). • ein und/oder ausgangsseitige Rückwirkung, z.B. durch Belastung einer Quellen mit endlichem Innenwiderstand. 1.1.4. Fehlerfortpflanzung systematischer Fehler Hier soll nun im Unterschied zu der häufig betrachteten Situation das Fehlerfortpflanzungsgesetz nicht für statistisch unabhängige Fehler betrachtet werden sondern für systematische Fehler. Sei das Signal S, welches gemessen wird, abhängig von den fehlerbehafteten Größen a, b, c in der Form S = f (a, b, c), so ergibt sich für den gesamten Fehler bei einer systematischen Abweichung dS = ∂S ∂S ∂S da + db + dc ∂a ∂b ∂c (1.9) Sind nur die Beträge bekannt, aber nicht die Vorzeichen der einzelnen Beiträge, so ergibt sich um ungünstigsten Fall: ∂S ∂S ∂S |dS| = da + db + dc (1.10) ∂a ∂b ∂c 1.2. Korrektur von statischen Sensorfehlern Da ein Sensor nie ideal gefertigt werden kann, unterliegen die charakteristischen Sensorparameter gewisser Streuungen im Produktionsprozess. Die Genauigkeit kann durch Kalibrierung, Skalierung oder gar Modellierung verbessert werden. 1.2.1. Kalibrieren, Skalieren und Modellieren Durch Bestimmung eines Messpunktes und Vergleich mit einem anderen Sensor kann ein Punkt des Messintervalls festgelegt werden und somit durch Abgleich auf den richtigen Ausgabewert eine Kalibrierung durchgeführt werden. Damit ist es möglich, einen Nullpunktfehler zu minimieren. Führt man diese Prozedur für zwei Messwerte durch, die möglichst weit entfernt von einander im Messbereich liegen, so spricht man von einer Skalierung. Hierbei wird der Steigungsfehler minimiert. Führt man die Prozedur für mehr als zwei Messwerte durch und beschreibt die IstKennlinie durch ein mathematisches Modell, so spricht man von der Modellierung und dabei können auch noch Linearitätsfehler minimiert werden. 4 1.2.2. Linearisieren in der Messkette Bei diesem Prinzip wird eine der eigentlichen Messwertwandlung nachgeschaltete Linearisierung durchgeführt, indem die Umkehrfunktion der nichtlinearen Funktion des Wandlungsprozesses auf die vom Sensor gelieferte angewandt wird. 4 2 2 2 yk 1 0 Sensor ∆p Korrekturglied 4 0 0 0 1 Q 2 Dies wird heutzutage meistens elektronische oder im Rechner geschehen, wurde früher aber meist mechanisch realisiert, durch mechanische Umsetzung mit z.B. Abrollkurven, Hebelwerk, Beispiele: 1. Huygens hat durch eine Abrollkurve die Schwingungsdauer seiner Pendeluhren von der Auslenkung des Pendels unabhängig gemacht 2. Selbst bei dem exponentielle Zusammenhang zwischen Abstand und Tunnelstrom lässt sich durch einen logarithmierenden Verstärker wieder eine dem Abstand proportionalen Spannung erzeugen. 1.2.3. Linearisierung und Einflusskorrektur durch das Differenzprinzip Zwei gleichartige, nichtlineare Sensoren S1 und S2 werden bei einer um einen Arbeitspunkt (x0 , ϑ0 ) herum gegensinnig verschobenen Messgröße x aber gleichsinnig verschobenen Einflussgrößen ϑ (z.B. Temperatur) durch das Differenzprinzip linearisiert: ϑ x x S1 y(x,0) -x S2 y(-x,0) ∆y ϑ Das Differenzsignal ∆y ist linearisiert und weniger stark von der Einflussgröße abhängig als beim Einzelsensor. 5 Entwicklung von y(±x, ϑ) in eine Taylorreihe: ∂y(x0 , ϑ0 ) ∂y(x0 , ϑ0 ) y(x0 ± x, ϑ0 ± ϑ) = y(x0 , ϑ0 ) + ± x+ ϑ + ∂x ∂ϑ 2 1 ∂ y(x0 , ϑ0 ) 2 ∂ 2 y(x0 , ϑ0 ) 2 ∂ 2 y(x0 , ϑ0 ) + ± x + ϑ ±2 xϑ + O3 (x, ϑ) 2 ∂x2 ∂ϑ2 ∂xϑ (1.11) Für das Differenzsignal erhält man: ∆y(x, ϑ) = y(x, ϑ) − y(−x, ϑ) = 2 ∂y(x0 , ϑ0 ) ∂ 2 y(x0 , ϑ0 ) x+ xϑ + O3 (x, ϑ) ∂x ∂xϑ (1.12) Dies hat zur Folge: • Empfindlichkeit ist verdoppelt • nur das gemischt quadratisches Glied bleibt übrig • rein quadratische Glieder entfallen • das lineare Einflussglied entfällt y(x,0)+f(ϑ) y(-x,0)+f(ϑ) ) f(ϑ) y ∆y y(x,0) ) y(-x,0) x 1.2.4. Umkehrung des Wirkrichtung durch Gegenkopplung — Kompensationsprinzip Existiert kein Sensor für eine bestimmte Aufgabenstellung so ist es manchmal dennoch möglich die interessante Größe zu bestimmen, indem das Wirkprinzip umgekehrt und ein Kompensationsprinzip angewandt wird. Beispiel: Ein Sensor der eine kraft in einem elektrischen Strom wandelt existiert nicht, FM → I 6 aber mit Hilfe einer Tauchspule ist es möglich eine Kraft auszuüben. I → Fk Die Kompensationskraft wird der Messkraft entgegengesetzt und so lang verändert bis sie der Messkraft gleich ist (z.B. Waage, die den Tauchspulenstrom steuert). FM → Fk Über den Zusammenhang Fk (I) kann aus I die Messkraft bestimmt werden. F M Tauchspule Positionsdetektor N FM S Der Strom Is ist proportional zur Masse, wenn Fk (I) ∝ Is . Beispiel für einige Anwendungen: • STM, AFM (im constant current/force mode) • Hitzdrahtanemometer • Beschleunigungssensoren • SQUID-Magnetometer in einer flux-locked loop 7 Is Regelelektronik 2. Auswertung von Messsignalen 2.1. Einige Begriffsdefinitionen Messgröße ist diejenige physikalische Größe, der die Messung gilt. Eingangsgröße ist die Messgröße oder andere Größe, die in die Auswertung der Messung eingeht. Ergebnisgröße ist die Zielgröße einer Messung und der anschließenden Auswertung. Messabweichung im Messergebnis sind Folgen der Unvollkommenheit einer Messung. Sie lässt sich in zwei Teile aufspalten: Zufällige Messabweichung kommen durch unvorhersagbare räumliche und zeitliche Veränderungen zustande. Der Erwartungswert (Mittelwert) der zufälligen Messabweichung ist Null. Systematische Messabweichung besitzen einen bekannten und unbekannten Anteil. Der bekannte Anteil kann bei der Auswertung korrigiert werden. Der unbekannte Anteil bleibt als Unsicherheit bestehen. Fehler → Abweichung Der Begriff Fehler wurde im ursprünglichen Sinne von C.F. Gauß eingeführt und ist heute in der Metrologie in Abweichung umbenannt worden. Der Fehler ist ein qualitativer Begriff für die Nichterfüllung einer Forderung. Einflussgrößen und Korrektion sind nicht Gegenstand der Messung, beeinflussen diese aber (Umgebungstemperatur, Feuchte, Luftdruck,...). Messunsicherheit ist ein Kennwert, der zum Messergebnis gehört und die Unsicherheit des Wertes, bzw. die Streuung der Werte kennzeichnet. Sie kann durch die Varianz, Standardabweichung oder ein Vielfaches davon angegeben werden. 2.2. Die vier Schritte der Auswertung einer Messung (Werden in DIN 1319-3 genauer beschrieben) 1. Aufstellung eines Modells, das die Beziehung der interessanten Messgrößen zu allen anderen beteiligten Größen mathematisch beschreibt. 2. Vorbereitung der gegebenen Messwerte und der anderen verfügbaren Daten. 3. Berechnung des Messergebnisses und der Messunsicherheit der Ergebnisgröße aus den vorbereiteten Daten mit Hilfe des Modells. 4. Angaben des vollständigen Messergebnisses. 8 2.2.1. Aufstellung des Modells Das Modell beschreibt den Zusammenhang der interessierenden Messgröße mit allen beteiligten Größen Xi (Eingangsgrößen). Dies setzt ein Verständnis des Experiments voraus. Zusammenstellung aller relevanter Eingangsgrößen 1. direkt gemessene Messgrößen, z.B. Sensorsignale 2. Korrektionen für Einflussgrößen, z.B. Temperatur, Druck ... 3. andere bei der Auswertung verwendete Größen, wie Skalierungskonstanten, Naturkonstanten und Kalibrierungsfaktoren. Modellfunktion Hat folgende Form: Y = f (Xi , ..., Xm ) (2.1) F (Xi , ..., Xm , Y ) = 0 (2.2) oder implizit: oder durch eine numerische Approximation in Form eines Algorithmus. 2.2.2. Vorbereiten der Eingangsdaten Mehrmals gemessene Größen Der Schätzwert wird aus dem Mittelwert der Messungen bestimmt n xi = v i = i 1X vij n (2.3) j=1 Das Maß der Unsicherheit u(x) ist in diesem Fall die empirische Standardabweichung v u ni X u 1 t u(xi ) = s(v i ) = (vij − v i )2 ni (ni − 1) (2.4) j=1 Einzelwerte oder wenig Werte Liegt für den Wert nur ein einziger Wert xi oder ein gegebener Wert (Literaturwert) vor, so muss die Unsicherheit aus einer anderen Quelle gewonnen werden: 1. aus der Unsicherheit vergleichbarer vorangegangener Messungen 2. aus der Unsicherheit gegebener oder tabellierter Werte 3. oder durch Abschätzung eines oberen und unteren Grenzwertes Abschätzung eines oberen und unteren Grenzwertes Für die Abschätzung der oberen und unteren Grenzwerte ai und bi der Einflussgröße xi sowie deren Unsicherheit u(xi ) gilt: xi = ai + bi 2 und 9 bi − ai u(xi ) = √ 12 (2.5) ai xi bi ai xi bi die Unsicherheit ist eine Näherung aus der Varianz einer Rechteckverteilung zwischen den Werten ai und bi (keine zusätzliche Information vorhanden). Wechseln die Werte sinusförmig zwischen √ den Werten hin und her ergibt sich 8 im Nenner. 2.2.3. Berechnung des vollständigen Ergebnisses Durch Einsetzen in die Modellfunktion erhält man das Ergebnis y = f (x1 , ..., xm ). Sind die Werte nicht korreliert, ergibt sich für die Standardunsicherheit (früher Fehlerfortpflanzungsgesetz genannt): v um uX ∂f 2 t u2 (xi ). (2.6) u(y) = ∂xi i=1 Diese vereinfacht sich in einigen wichtigen Spezialfällen: 1. die Modellfunktion ist eine (gewichtete) Summe q y = a1 x1 + a2 x2 + ... + am xm ⇒ u(y) = a21 u2x1 + a22 u2x2 + ... + a2m u2xm . (2.7) 2. die Modellfunktion ist ein Produkt x1 x2 u(y) y= ⇒ = x3 y s u2x1 x1 2 + u2x2 x2 2 + u2x3 x3 2 . (2.8) Numerische Bestimmung der Standardabweichung Für die Berechnung reicht es in der Regel aus, die erste Näherung der Ableitung zu kennen ∆i f ≈ ∂f u(xi ) ∂xi (2.9) somit ergibt sich für die Standardunsicherheit v um uX u(y) = t (∆i f )2 (2.10) i=1 mit ∆i f = f u(xi ) x1 , ...., xi + , ..., xm 2 10 −f u(xi ) x1 , ...., xi − , ..., xm 2 (2.11) 2.2.4. Angabe des Messergebnisses Form der Angabe Es gibt verschieden Formen, das Ergebnis einer Messung anzugeben: 1. y, u(y) 2. y, urel (y) 3. Y = y(u(y)) 4. Y = y ± u(y) 5. Y = y · (1 ± urel (y)) Signifikante Ziffern • Die Unsicherheit ist auf zwei Stellen genau anzugeben (in manchen Fällen auch auf drei). • Die Unsicherheit wird grundsätzlich aufgerundet. • Der Messwert wird auf dieselbe Anzahl von Stellen gerundet Beispiel: Der Messwert betrage y = 5,493523V und die Unsicherheit u(y) = 0,008017. Es werden der Messwert auf y = 5,4935 und die Unsicherheit auf u(y) = 0,0081 gerundet. Erweiterte Unsicherheit Hierunter versteht man eine erhöhte Forderung an den Vertrauensbereich in besonderen Bereichen der Technik und Medizin. So wird die Standardunsicherheit mit einem Faktor versehen, um die erweiterte Unsicherheit zu erhalten: U = k · u(y) (2.12) Die Werte liegen dann laut folgender Tabelle mit einer Wahrscheinlichkeit p im Wertebereich y − U ≤ y ≤ y + U: Grad des Vertrauens p (%) 68,27 90 95 95,45 99 99,73 11 Erweiterungsfaktor k 1 1,654 1,960 2 2,576 3 3. Grundlegende Messverfahren In diesem Kapitel werden Messungen einiger elektrischer Größen angesprochen, durch die eine interessante physikalische Größe gewandelt wird. So werden hier die Messung einer elektrischen Spannung, des elektrischen Stroms, einer Wechselspannung und eines Wechselstroms, einer Ladung, eines Widerstands, sowie einer Induktivität und Kapazität diskutiert. Im Anschluss daran schließt sich die Beschreibung einer Brückenschaltung an, gefolgt von unterschiedlichen Wandlerkonzepten, die elektrische Größen in computerkompatible Daten und zurück wandeln. Gegen Ende des Kapitels werden Quellen für Rauschen angesprochen und Methoden, die Einfluss des Rauschens auf die Messung reduzieren, diskutiert. Zum Abschluss werden Methoden und Techniken erläutert, die benutzt werden, um kleine empfindliche Signale zu messen und zu verarbeiten. (Details nachzulesen in Referenz [1,2,3,4].) 3.1. Spannungsmessung Jede beliebige Spannungsquelle lässt sich durch eine ideale Spannungsquelle V0 mit einem in Serie geschalteten Innenwiderstand Ri und jedes Spannungsmessgerät als ein ideales Spannungsmessgerät Vm mit einem parallel geschalteten Innenwiderstand Rm darstellen: Ri Rm V0 Spannungsquelle Vm Spannungsmessinstrument Für die gemessene Spannung Vm gilt: Vm = Rm Vi Rm + Ri Es ist sofort klar, dass eine Verfälschung des Messwertes durch den Messwiderstand vorhanden ist, der einen von unendlich verschiedenen Wert aufweist. Eine Mindestforderung ist darin zu sehen, dass das Folgende gelten muss: Rm R i 12 Typische Innenwiderstände einiger Spannungsmessinstrumente Analoges Spannungsmessinstrument Handmultimeter Labormultimeter Elektrometer 20 kΩ/Volt Vollausschlag 20MΩ 1GΩ 10TΩ = 1013 Ω 3.2. Strommessung Jede beliebige Stromquelle lässt sich durch eine ideale Stromquelle I0 mit einem parallel geschalteten Innenwiderstand Ri und jedes Strommessgerät als ein ideales Strommessgerät I0 mit einem in Serie geschalteten Innenwiderstand Rm darstellen: Rm Ri I0 Stromquelle Im Strommessinstrument Für den gemessenen Strom Im gilt: Im = I0 − Ii = Rm Ri Ri I0 V0 1 = = I0 I0 = Rm Rm + Ri Rm Rm + Ri 1 + RRmi Es ist sofort offensichtlich, dass eine Verfälschung des Messwertes durch den Messwiderstand vorhanden ist, sofern dieser einen von Null verschiedenen Wert aufweist. Eine Mindestforderung ist darin zu sehen, dass Folgendes gelten muss: Rm R i Üblicherweise wird heutzutage die Strommessung mit Hilfe eines Spannungsmessinstrumentes bewerkstelligt. Hierbei wird der Spannungsabfall an einem bekannten Messwiderstand mit dem Spannungsmessinstrument gemessen. Ri I0 RM Stromquelle Rm Vm Spannungsmessinstrument 13 Damit ergibt sich für den Messwiderstand RM : RM Ri Um die Bedingung bestmöglich zu gewährleisten, kann eine aktive Stromsenke eingesetzt werden, ein so genannter Transimpedanzverstärker. Dabei wird ein Operationsverstärker eingesetzt. Diese Schaltung besitzt einen nahezu verschwindenden Eingangswiderstand. Der Transimpedanzverstärker besteht im Wesentlichen aus einem Operationsverstärker und einem Gegenkopplungswiderstand. I R - V + Beschreibung der Funktion: Ein Transimpedanzverstärker setzt einen an seinem Eingang eingespeisten Strom in eine Spannung um, dabei wird der Einspeisepunkt durch die aktive Verstärkung auf dem gleichen elektrischen Potential gehalten wie die Masse, die an dem nicht invertierenden Eingang des Operationsverstärkers (OP) angeschlossen ist (weitere Informationen zu Operationsverstärkern und deren Grundschaltungen sind im Anhang A zu finden). • Der Eingangswiderstand des idealen OPs ist unendlich es fließt kein Strom in den Eingang (bei hochohmigen Präzisions-OPs liegt der Eingangsstrom im Bereich von 10−15 A) • Erhöht sich die Eingangsspannung am (-)-Eingang gegenüber der Masse etwas, wird der Ausgang des OPs negativer. • Dadurch fließt ein größerer Strom durch den Widerstand R am OP vorbei. • Es stellt sich ein Gleichgewicht ein, bei dem das Potential am -Eingang gleich der Masse ist Somit ergibt sich die Ausgangsspannung des Transimpedanzverstärkers zu: V = −IR. Diese Spannung kann mit einem Voltmeter ausgewertet werden. 3.3. Ladungsmessung Ladungen sind sehr schwer zu messen, da wie immer beim Messprozess Energie auf das Messsystem übertragen werden muss. Die dabei auftretende, typischen Energien, die hierbei pro Elementarladung transferiert werden, sind: Ee = 1, 6 × 10−19 · 0, 1V = 1, 6 × 10−20 J Die nachfolgende Schaltung verdeutlicht das Messprinzip: 14 (3.1) Messverstärker S1 + S2 - Ri = R1 C1 Vm C2 Vi R2 Quelle Zunächst befindet sich die zu messende Ladung auf der Kapazität C1 , nachdem sie durch Schließen des Schalters S1 auf diese aufgebracht wurde. Durch Öffnen des Schalters S1 und Schließen von S2 fließt diese auf die Kapazität C2 ab. Q1 = Q̃1 + Q̃2 (3.2) Q̃1 Q̃2 = C1 C2 C1 + C2 ⇒ Q̃2 C2 VC1 = VC2 ⇒ Q1 (3.3) (3.4) Gilt C1 C2 so wird die Ladung, die ursprünglich auf C1 gespeichert war, fast vollständig auf C2 übertragen. Der Umladeprozess hat einen Spannungssprung der Größe VC2 = Q1 Q̃2 = C2 C1 + C2 (3.5) zur Folge, der von dem nachfolgenden Messverstärker verstärkt und anschließend gemessen wird. 3.4. Messung von Wechselspannung und Wechselstrom 3.4.1. Bandbreitenbetrachtungen Problem: Die Kapazität der Verkabelung und die Eingangskapazität des Messgeräts bilden zusammen mit dem Innenwiderstand der Quelle (Messobjekt) einen Tiefpass: Messverstärker + - Ri ≈ R1 Ci Vi R2 Quelle 15 Vm Beispiel Ein 50Ω-Koaxialkabel hat eine Kapazität von 100pF/m. Bei einem Innenwiderstand von 105 Ω der Quelle ergibt sich als Grenzfrequenz: f0 = 1 0, 16 = 5 = 16kHz 2πRC 10 Ω · 10−10 F (3.6) Eine mögliche Lösung, um den Einfluss der Kabelkapazitäten zu eliminieren, ist den Ausgang des Messverstärkers, der als Spannungsfolger verschaltet ist, auf die Abschirmung des Koaxialkabels zu legen. Somit liegt immer das gleiche Potential am Innen- und Außenleiter des Koaxialkabels, die Kabelkapazität wird also vom niederohmigen Ausgang des Messverstärkers umgeladen. Messverstärker + Ri Vi - CK Vm ≈ Quelle Durch diese Maßnahme erhöht sich die Bandbreite bis in die Nähe von ca. 10MHz. ϕ A 0° 1 45° f0 f 90° f0 f Eigenschaften: • Die Bandbreite wird durch die Bandbreite des Operationsverstärkers bestimmt. • Problem: Es entsteht eine Resonanzüberhöhung und damit eine Schwingungsneigung Dies lässt sich sehr leicht mit einem Widerstand RK in der Verbindung zum Koaxialkabel beheben. Dieser Widerstand führt zu einer Dämpfung der Schwingung und verbessert damit den Frequenzgang. 16 Messverstärker + Ri Vi CK - RK Vm ≈ Quelle Hier ist der Frequenzgang mit eingefügtem Dämpfungswiderstand zu sehen. ϕ A 0° 1 45° f0 f 90° f0 f 3.4.2. Messung des Spitzenwerts und Gleichstromäquivalents Die einfachste Methode den Spitzenwert einer Wechselspannung zu bestimmen, besteht darin, die Gleichspannung mit Hilfe einer Diode gleichzurichten und dann mit Hilfe einer Kapazität zu akkumulieren: D Vm Ri Vi C R ≈ Quelle Der eingefügte Widerstand wird benötigt, damit die Ladung, die sich auf der Kapazität ansammelt abfliesen kann, da dies nicht rückwärts über die Diode geschehen kann. Aufgrund der Diodenkennlinie ergibt sich am Ausgang folgender Zusammenhang zwischen Vm und Vi : Spitzenwert Vm Vi 17 • Es wird klar, dass sich ein nichtlinearer Zusammenhang ergibt. Kleine Werte von Vi werden nur verzerrt wiedergegeben. • Die Diode darf keine große Sperrschichtkapazität aufweisen, da sonst bei hohen Frequenzen ein Großteil der Wechselspannung über diese koppelt. R1 R2 D2 D1 - Ri Vi + ≈ Quelle Die Diode D2 sorgt dafür, dass der Ausgang des Operationsverstärkers um die Diodendurchbruchsspannung höher liegt als der Ausgang der Schaltung, der auf den Eingang zurückgekoppelt wird. Somit wird die Durchbruchsspannung der Diode D1 effektiv vom Ausgang abgezogen, weshalb die Spannung am Ausgang tatsächlich bis auf Null zurückgeht. Um eine bessere Mittelung mit dem Kondenstor zu erreichen, bietet es sich an, eine Vollwellengleichrichtung durchzuführen. R4 R1 R2 R3 Vi ≈ Vm D2 D1 Ri R5 - - + + Quelle wobei 2R1 = 2R2 = 2R3 = R4 = R5 gilt. Funktionsprinzip: Das Signal wird von einem invertierenden Einweggleichrichter gleichgerichtet und mit doppeltem Gewicht auf einen invertierenden Addieren gegeben. Dies lässt sich mit folgendem Bild verstehen: 18 Vi 1,0 0,5 0,0 -0,5 -1,0 VGL 1,0 0,5 0,0 -0,5 -1,0 0 5 10 15 20 25 30 0 5 10 15 20 25 30 0 5 10 15 20 25 30 Vm 0,0 -0,5 -1,0 Zeit Für die positive Halbwelle (Vi ≥ 0) gilt: VGl,n = − R1 Vi R2 (3.7) Die negative Halbwelle wird unterdrückt. Dies lässt sich in folgender Weise ausdrücken: VGl,p = − R1 Vi + |Vi | R2 2 (3.8) Diese Spannung wird mit doppelter Gewichtung zum Eingangssignal addiert und invertiert (R1 = R2 ): Vi + |Vi | = −|Vi | (3.9) Vm = −(Vi + 2VGl,p ) = − Vi − 2 2 • Vollwellengleichrichtung, dadurch bessere Mittelungsmöglichkeit • Eigenschaften wie die Bandbreite und Linearität werden durch die Bandbreite bzw. Slew ” Rate“ des Operationsverstärker begrenzt, was zu Verzerrungen führen kann. Das Gleichstomäquivalent oder der root-mean-square-Wert(RMS-Wert) Oftmals interessiert der RMS-Wert der Wechselspannung, also der Wert, der als Gleichspannung zur gleichen umgesetzten Leistung führen würde. s Z 1 T 2 Vrms = V (t)dt (3.10) T 0 Dies lässt sich dadurch erreichen, dass man die Eingangsspannung mit einem Vier-QuadrantenMultiplizierer quadriert, dann mit einem Tiefpass oder Integrator integriert und anschließend mit einem weiteren Vier-Quadranten-Multiplizierer im Rückkopplungszweig die Wurzel zieht. Mit dem zweiten Multiplizierer wird die Ausgangsspannung des OPV quadriert und mit der Eingangsspannung verglichen. Genauer gesagt, es wird die Ausspannung solange variiert, bis die Eingangsspannung und das Quadrat der Ausgangsspannung gleich sind. 19 Vier-QuadrantenMultiplizierer R1 x y * * Vier-QuadrantenMultiplizierer Ri Vm + C1 ≈ Vi x y 3.5. Widerstandsmessung 3.5.1. Stromfehler- und Spannungsfehlerschaltung Bei der Widerstandsmessung müssen Strom und Spannung durch das Bauteil gemessen werden, dessen Widerstand bestimmt werden soll. Dabei besteht die Schwierigkeit, dass einer der beiden Größen mit einem Fehler behaftet sein wird: I V0 I R R Stromfehlerschaltung Spannungsfehlerschaltung Grundsätzlich ergibt sich bei der Widerstandsbestimmung ein gegenüber den Einzelmessungen erhöhter Fehler, da sich der Messfehler aus den Fehlern der beiden Einzelmessungen zusammensetzt. In einem Multimeter wird der Widerstand mit Hilfe einer Stromquelle bestimmt, die einen Strom durch den zu messenden Widerstand treibt, und einem Voltmeter, das den Spannungsabfall über dem Widerstand misst. 3.5.2. Messung mit einer Stromquelle Rs I0 Vm Spannungsmessinstrument Stromquelle 20 Da das Voltmeter eine bestimmte Spannung für den Vollausschlag benötigt, wird der Messstrom den die Stromquelle liefert erhöht, wenn der Messbereich für kleinere Widerstände eingestellt wird. 3.5.3. Messung durch Vergleich Bei dieser Messmethode wird ein unbekannter Widerstand R2 mit einem bekannten R1 verglichen. R1 Ri V1 V0 R2 V2 Beide Widerstande werden von dem gleichen Strom durchflossen, aber nur wenn die Innenwiderstände der Messgeräte deutlich größer sind als die Widerstände R1 und R2 . Der unbekannte Widerstand R2 ergibt sich aus dem Messergebnis mit: R2 = V2 R1 V1 (3.11) 3.5.4. Messung kleiner Widerstände durch Vierpunktmessung Diese Methode ist wichtig, wenn man so kleine Widerstände messen will, dass die Kabelwiderstände nicht zu vernachlässigen sind, aber auch wenn eine Probe mit niedrigem Widerstand vermessen werden soll und Übergangswiderstände von Probe zu Kontaktmaterial sowie Verkabelungen nicht vernachlässigt werden können. R k1 Im I0 R k3 Rm Vm R k4 R k2 Die Kabelwiderstände spielen bei dieser Methode keine Rolle, da die Spannungsabfälle an diesen Widerständen im Versorgungskreis (I0 , Im , Rk1 , Rm und Rk2 ) bei der Messung nicht berücksichtigt 21 werden. Im Spannungsmesskreis (Rk3 , Vm und Rk4 ) wiederum spielen die Widerstände der Kabel keine Rolle, da der Innenwiderstand des Spannungsmessgeräts hoch ist und somit nahezu kein Strom in diesem Kreis fließt, also auch kein Spannungsabfall an diesen Widerständen auftritt. 3.6. Messung von Induktivitäten und Kapazitäten Induktivitäten und Kapazitäten lassen sich mit Hilfe von drei grundsätzlichen Messmethoden bestimmen: 1. Messung der Zeitkonstante bei Ein- und Ausschaltvorgängen 2. Messung von der Resonanzfrequenz in Schwingkreisen 3. Messung der komplexen Impedanz 3.6.1. Messung der Zeitkonstanten bei Ein- und Ausschaltvorgängen L R V0 C Vm R V0 Vm Wird ein RC-Tiefpass oder ein LR-Tiefpass mit einer Rechteckspannung angeregt ergibt sich im Falle des RC-Tiefpasses beim Einschaltvorgang folgende zeitliche Entwicklung der Spannung am Ausgang: t Vout (t) = V0 1 − e− RC (3.12) dabei bezeichnet die Spannung V0 die Maximale Eingangsspannung. Im Falle eines LR-Tiefpasses gilt: tR Vout (t) = V0 1 − e− L (3.13) Aus diesen Beziehungen lässt sich jeweils die Kapazität bzw. die Induktivität aus der Zeit bestimmen die vergeht um eine bestimmte Spannung zu erreichen. Es ist aber leicht einzusehen, dass diese Methode keine allzu große Genauigkeit liefert. 3.6.2. Messung von der Resonanzfrequenz in Schwingkreisen R V0 ≈ C L Vm Wird ein Parallelschwingkreis wie in der Darstellung verwendet, lassen sich die Induktivität oder die Kapazität bestimmen, wenn jeweils die andere Größe bekannt ist. Für den Zusammenhang 22 zwischen Amplitude der Ausgangsspannung und der Anregungsfrequenz gilt: Aout (ω) = A0 q ω02 (ω 2 − ω02 )2 + ω 2 ω02 Q2 (3.14) und für die Phase gilt: ϕ(ω) = arctan 1 ωω0 Q ω02 − ω 2 (3.15) Es ist besser, die Phase zur Messung der Resonanz heranzuziehen, da sich diese deutlich genauer Messen lässt als die Amplitude, somit werden die Resonanzfrequenz und Güte Q = f0 /B (ein Maß für die Energieverluste pro Periode; f0 Resonanzfrequenz und B Bandbreite) am Besten aus der Phase bestimmt. ϕ(ω0 ) = 0 dϕ(ω) 2Q = dω ω=ω0 ω0 (3.16) (3.17) 3.6.3. Messung der komplexen Impedanz Für die komplexe Impedanz gilt im Falle eines Kondensators: i ωC (3.18) ZL = −iωL (3.19) ZC = − und im Falle einer Spule: Man bestimmt nun den Zusammenhang zwischen dem Strom und der angelegten Spannung bei einer bestimmten Frequenz und damit die Impedanz. Es gilt: V (ω) = Z(ω)I. (3.20) 1 C= ωZ (3.21) Z L = ω (3.22) Daraus lässt sich die Kapazität beziehungsweise die Induktivität bestimmen. 3.7. Rauschen Unter Rauschen versteht man statistische Fluktuationen, wie sie in Vielteilchensystemen auftreten. Beispiele hierfür sind die Brownsche Molekularbewegung oder die Fluktuationen durch Elektronen beim Stromtransport. 23 3.7.1. Widerstandsrauschen Es wird ein elektrischer Widerstand betrachtet der an einen Verstärker mit einer zwischen den Frequenzen ω1 und ω2 konstanten Verstärkung angeschlossen ist. Außerhalb dieses Frequenzbereichs sei die Verstärkung gleich Null. Die Elektronen ändern ihre Position und Geschwindigkeit durch thermische Fluktuationen, weshalb sie eine EMF erzeugen. Es ergibt sich ein fluktuierender Strom I(t), eine elektromotorische Kraft EMF und eine fluktuierende Spannung V (t). Über die Kenntnis der Fouriertransformierten kann mit Hilfe der Wiener-Chintschin-Relation auf die Varianz zurückgeschlossen werden. 3.7.1.1. Wiener-Chintschin-Relation Die Wiener-Chintschin-Relation verbindet die Autokorrelation mit dem Leistungsspektrum. Wir definieren die Korrelation als das Ensemblemittel einer Funktion y(t): C(τ ) = hy(t)y(t + τ )i (3.23) C(0) = hy(t)2 i (3.24) Dabei stellt die Größe die Varianz der Funktion y(t) dar, wenn hy(t)i = 0 gilt. Die Funktion C(τ ) lässt sich als Fourierintegral schreiben: Z ∞ C(τ ) = J(ω)eiωτ dω (3.25) −∞ J(ω) stellt dabei das Leistungsspektrum oder die spektrale Dichte dar. Die Umkehrfunktion hierzu lautet: Z ∞ 1 J(ω) = C(τ )e−iωτ dτ (3.26) 2π −∞ Diese beiden Gleichungen sind unter dem Namen Wiener-Chintschin-Relation bekannt. Man kann 0 sie leicht beweisen indem man C(τ ) von rechts mit e−iω t multipliziert und über τ integriert: Z ∞ −iω 0 τ C(τ )e Z dτ ∞ = −∞ Z ∞ dτ −∞ Z 0 J(ω)ei(ω−ω )τ dω (3.27) −∞ ∞ = 2π J(ω)(δ(ω − ω 0 ))dω −∞ 0 = J(ω ) (3.28) (3.29) Die Korrelation C(τ ) ist reell und gerade (Symmetrie erster Art). Bei einer Fouriertransformation würden nur cos-Terme auftreten. In diesem Fall bedeutet dies, dass auch J(ω) reell und gerade ist: C ∗ (τ ) = C(τ ) (3.30) C(−τ ) = C(τ ) (3.31) ∗ J (ω) = J(ω) (3.32) J(−ω) = J(ω) (3.33) 24 Damit folgt: hy 2 (t)i = C(0) = Z ∞ Z ∞ J+ (ω)dω J(ω)dω = −∞ (3.34) 0 J+ (ω) ≡ 2J(ω) (3.35) Wegen der Symmetrieeigenschaften kann die Fouriertransformation auch als cos-Transformation geschrieben werden. Es treten also keine sin-Terme auf: Z ∞ Z ∞ J(ω) cos(ωτ )dω C(τ ) = J(ω) cos(ωτ )dω = 2 (3.36) 0 −∞ Z ∞ Z 1 ∞ 1 C(τ ) cos(ωτ )dτ = C(τ ) cos(ωτ )dτ J(ω) = (3.37) 2π −∞ π 0 Wenn y(t) stationär und ergodisch ist, ist C(τ ) zeitunabhängig und das Ensemblemittel kann durch das Zeitmittel ersetzt werden. Dies gilt immer für periodische Funktionen, muss aber für statistische Fluktuationen gefordert werden. Nun lässt sich schreiben: Z Θ 1 C(τ ) = y(t)y(t + τ )dt (3.38) 2Θ −Θ Wir setzen: yΘ ≡ y(t) für − Θ ≤ t ≤ Θ 0 sonst (3.39) damit ergibt sich für das Integral: 1 C(τ ) = 2Θ Z ∞ yΘ (t)yΘ (t + τ )dt (3.40) −∞ Durch den Übergang von y(t) nach yΘ (t) führt man einen Fehler von der Größenordnung τ /Θ ein, der natürlich für Θ → ∞ verschwindet. Für die Fouriertransformierte F (t) Z ∞ y(t) = F (ω)eiωτ dω (3.41) −∞ von y(t) gilt: C(τ ) = = = = = Z ∞ Z ∞ Z ∞ 1 dt F (ω)eiωt dω F (ω 0 )eiω(t+τ ) dω 2Θ −∞ −∞ Z ∞ Z−∞ Z ∞ ∞ 1 0 0 iω 0 t 0 dω F (ω)F (ω )e dω ei(ω+ω )t dt 2Θ −∞ −∞ Z ∞ Z−∞ ∞ 1 0 dω F (ω)F (ω 0 )eiω t dω 0 2πδ(ω + ω 0 ) 2Θ −∞ −∞ Z π ∞ F (ω)F (−ω)eiωt dω Θ −∞ Z π ∞ |F (ω)|2 eiωτ dω Θ −∞ Setzt man J(ω) = π |F (ω)|2 Θ 25 (3.42) (3.43) (3.44) (3.45) (3.46) (3.47) wird klar, dass J(ω) das Leistungsspektrum von y(ω) ist. Es lässt sich zusammenfassen: Mit Hilfe der Wiener-Chintschin-Relationen lässt sich die Autokorrelation mit der Rücktransformierten des Leistungsspektrums gleichsetzen. 3.7.1.2. Herleitung des Widerstandsrauschen nach Nyquist In einem Widerstand entsteht Rauschen durch die thermische Bewegung der Elektronen im Widerstand, die eine fluktuierende EMF V (t) zur Folge hat. Mit Hilfe der Wiener-Chintschin-Relationen gilt, dass kurze Korrelationszeiten, d.h. die Elektronen stoßen schnell hintereinander, eine breites Spektrum des Rauschens zur Folge haben. Das Spektrum reicht hier also zu hohen Frequenzen. Nyquist leitete sein Theorem analog zu Plancks Ableitung der Schwarzkörperstrahlung ab. Wir betrachten folgenden Aufbau, der aus einem Sender und einem Absorber von Fluktuationen besteht. R R ≈ V(t) ≈ V(t) L Für die Überlegungen geht man von zwei Spannungsquellen aus, die über eine verlustfreie Leitung der Länge L miteinander verbunden sind. Sie sind durch die Widerstände und die jeweiligen Rauschspannungsquellen dargestellt. Die gesamte Anordnung befinde sich im Gleichgewicht, d.h. es wird ebenso viel elektrische Leistung in den Widerständen absorbiert wie sie emittieren. Damit sind die beiden Abschlusswiderstände analog zum schwarzen Strahler zu sehen. Eine elektrische Welle V (r, t) = V0 ekr−ωt , die sich mit der c0 = ωk Geschwindigkeit ausbreitet, wird stehende Moden ausbilden, wenn die Länge der Verbindung ganzzahlige Vielfache der Wellenlänge kL = 2πn ist. Damit ergibt sich für die Anzahl der Moden im Intervall ω bis ω + dω: ∆n = 1 1 dω dk = 2π 2π c0 (3.48) ~ω (3.49) Jede Mode besitzt nach Planck die Energie: ε(ω) = e ~ω kB T −1 Für ~ω kT lässt sich die Exponentialfunktion in eine Taylor-Reihe entwickeln mit dem Resultat: ε(ω) = kB T (3.50) In jedem Frequenzintervall ω bis ω + dω muss die abgegebene und aufgenommene Leistung gleich sein. Mit der Anzahl der Moden pro Längeneinheit ergibt sich für die abgegebene bzw. aufgenommene Leistung: 1 dω 1 0 ε(ω) = ε(ω)dω (3.51) P =c 0 2π c 2π 26 Diese Leistung wird in Form einer Rauschspannung aufgebracht. Dementsprechend muss auch ein V Strom I = 2R fließen. Dabei muss der Widerstand zweifach verwendet werden, da zwei für den Stromfluss in Reihe geschaltet sind. Somit ergibt sich für die elektrische Leistung: 2 Z ∞ 1 1 V 2 2 = J+ (ω)dω (3.52) hV i = RhI i = R 4R2 4R 4R 0 Und für die Leistung im Frequenzintervall ω bis ω + dω: P = J+ (ω) = J+ (ω) 1 dω = ε(ω)dω 4R 2π ~ω 2 R π e k~ω BT − 1 (3.53) (3.54) Für die üblichen Frequenzen bis in den Mikrowellenbereich hinein gilt ~ω kT und somit folgt: J+ (ω) = 2 kB T R π (3.55) Betrachtet man das Rauschen in einem bestimmten Frequenzband mit genügend tiefen Frequenzen, so ergibt sich: Z ωmax ωmax J+ (ω)dω = C(0) = hV 2 iω (3.56) min ωmin Z ωmax = J+ (0)dω (3.57) ωmin Z ωmax dω = J+ (0) (3.58) ωmin = J+ (ω)(ωmax − ωmin ) 2(ωmax − ωmin )kB T R = π = 4BkB T R (3.59) (3.60) (3.61) Dabei wurde genutzt, dass die Spektrale Dichte des Rauschens für kleine Frequenzen als konstant angesehen werden kann und somit gleich der Dichte bei der Frequenz Null ist. B = (ωmax − ωmin )/2π bezeichnet die Detektionsbandbreite bezeichnet. 3.7.2. Brownsche Bewegung als stochastischer Prozess Wir betrachten einen markoffschen (von Markoff) stochastischen Prozess. Bei einem derartigen Prozess yt hängt die Wahrscheinlichkeitsdichte nur von einem Zeitpunkt in der Vergangenheit ab: f (y, t; y0 , t0 )dy (3.62) f (y, t − t0 ; y0 , t0 )dy = f (y, t; y0 , t0 )dy (3.63) und sie ist homogen in der Zeit: Außerdem ändert sich die Größe yt unabhängig in der Zeit: ytn − ytn−1 , ytn−1 − ytn−2 , ..., yt1 − yt0 27 (3.64) für beliebige tk mit: tk < tl für k < l, (3.65) dabei seien die Änderungen wie folgt definiert: X := ytk − ytl . (3.66) Sei die Wahrscheinlichkeitsdichte für den Zuwachs: f (X; yl , tk )dX. (3.67) Die Änderungen werden als unabhängig bezeichnet, wenn sich die Wahrscheinlichkeitsdichte für eine beliebige Anzahl von Änderungen als Produkt von einzelnen Verteilungen darstellen lässt: f (X 1 , ..., X Z ; t1k , t1l , ..., tzp , tzq )dX 1 ...dX z = f (X, t1k , t1l )dX 1 ...f (X; tzp , tzq )dX z (3.68) Die Änderungen heißen homogen wenn gilt: f (X; tl − tk , 0)dX = f (X; tl , tk )dX (3.69) Ein markoffscher Prozess, 1. dessen Realisierungen alle den Anfangsbedingungen genügen 2. der homogene und 3. zeitunabhängige Änderungen besitzt 4. und dessen Wahrscheinlichkeitsverteilung die Gaußverteilung ist x2 1 exp − 2 f (X; t, 0, 0)dy ≡ f (y, t)dy = √ 2σ t 2πσ 2 t (3.70) heißt Wienerscher Prozess. Für die gemittelten Werte gilt dabei ȳ = 0; y¯t2 = σ 2 t (3.71) Es gilt wegen der Unabhängigkeit der Änderungen: yt − yτ = 0 (3.72) Die sich ergebende Varianz der Änderungen hat folgende Abhängigkeit: σ 2 = 2D = 2kB T α (3.73) Die eindimensionale Brownsche Molekularbewegung ist ein Wienerscher Prozess. Nach dem zentralen Grenzwertsatz ist die Gaußsche Normalverteilung eine Folge von vielen statistisch unabhängigen, mikroskopischen Einzelverschiebungen. 28 3.8. Weitere Rauschquellen 3.8.1. Schrotrauschen Diese Art von Rauschen tritt bei der Emission von Elektronen aus einer Glühkathode oder Feldemissionskathode auf. Dies hat wiederum seine Ursache in der Quantisierung der Elektronenladung. Durch Messungen der Stärke des Schrotrauschens ist es möglich auf die Elementarladung zurückzuschließen. Für den Strom des Schrotrauschens gilt: 2 Ischr = 2eIa ∆v (3.74) Dabei stellt Ia den Strom durch die Anode und ∆v die Bandbreite dar. 3.8.2. Generations-Rekombinationsrauschen Dieser Typ des Rauschens tritt durch die spontanen Rekombination von Elektronen und Löchern in Halbleitern auf. Für den Rauschstrom, der aufgrund von Rekombinationen entsteht gilt: 2 = A(v, T )E 2 ∆v IRek (3.75) Dabei stellt A einen frequenz- und temperaturabhängigen Faktor und E die Feldstärke, die im Halbleiter herrscht, dar. 3.8.3. Flickerrauschen (1/f-Rauschen) Dies ist eine häufig zu beobachtende Form von Rauschen, dessen Ursache nicht ganz geklärt ist. Das Leistungsspektrum von Flickerrauschen fällt mit 1/f ab. Es gab schon einige Versuche dieses Rauschen zu erklären. Van der Ziel ist der Meinung, es müsste eine ganze Verteilung von Prozessen mit unterschiedlichen charakteristischen Frequenzen sein. Die Überlagerung dieser mit den geeigneten Gewichtungsfaktoren führt dann zu einem 1/f -Abfall. Ende der achtziger Jahre wurde eine einfaches Modell, das das 1/f -Rauschen produzieren sollte, von Bak, Tang und Wiesenfeld vorgestellt. Sie nannten dieses Modell die selbstorganisierte Kritizität (self organized criticality SOC). Sie hatten dabei einen Sandhaufen vor Augen, auf den immer weiter Sand aufgestreut wird und dadurch immer wieder Lawinen von Sand unterschiedlicher Größe abrutschen. Das Leistungsspektrum der Lawinen soll 1/f -Rauschen zeigen. 3.9. Einfluss eines Filters auf Rauschen Filter verändern eine Rauschspannung anders als eine Signalspannung. Um dies zu verstehen wird ein Rauschen mit dem Spektrum J+ (ω) an den Eingang eines Filters mit der Übertragungsfunktion A(ω) angelegt. Damit ergibt sich für die Signalspannung Js : JS,A (ω) = A(ω)JS (ω) (3.76) Wird hingegen eine Rauschspannung auf den Eingang des Filters gegeben, dann ergibt sich: Z ∞ 2 |A(ω)|2 J+ (ω)dω (3.77) hVa (t)i = 0 29 A(f) 1 0,1 0,01 0,01f0 f0 0,1f0 10f0 100f0 Es soll nun die Rauschspannungen eines Rechteckfilters mit einer bestimmten Bandbreite gleich der Rauschspannung eines Tiefpassfilters mit einer Bandbreite von ωm bis ωm + ∆ωm sein. Dazu setzt man an: 2 hVa,m (t)i Z ωm +∆ωm = |Am (ω)|2 J+ (ω)dω = A2m hV 2 (t)i∆ωm (3.78) ωm Für weißes Rauschen ergibt sich: 1 = 2 Am ∆ωm ∞ Z |A(ω)|2 dω (3.79) 0 Bei einem Tiefpass ist die Übertragungsfunktion: |A(ω)| = √ 1 1 + ω 2 R2 C 2 (3.80) In die vorherige Formel eingesetzt ergibt sich: ∆ωm 1 = 2 Am Z 0 ∞ √ 1 2 1 dω = π RC 1 + ω 2 R2 C 2 (3.81) Die Signalbandbreite eines Tiefpassfilters ist: ωs = 1 RC Somit ist die effektive Bandbreite der Rauschspannung um einen Faktor ωm = 2 ∆ωS π (3.82) 2 π größer: (3.83) Je höher die Ordnung des Filters wird desto geringer wird der Unterschied in der effektiven Bandbreite. 30 3.10. Methoden zur Rauschunterdrückung 3.10.1. Lock-in Verstärker Motivation für einen Lock-in Verstärker, einen phasensensitiven Detektor (PSD). Beispiel: Ein 10 kHz-Signal mit 10nV Amplitude soll verstärkt werden. Der benutzte Verstärker habe eine √ Verstärkung von 1000, ein Rauschniveau 5nV/ Hz und eine Bandbreite von 100kHz. Das Signal, das sich somit am Ausgang ergibt hat eine Amplitude: VS = 1000 · 10nV = 10µV Die Rauschspannung bei dieser Bandbreite und dem Eingangsrauschen ergibt sich zu: √ √ VN = 100kHz · 1000 · 5nV / Hz = 1, 6mV (3.84) (3.85) Somit er gibt sich ein Signal/Rausch-Verhältnis: 10µV VS = = 0, 006 VN 1, 6mV (3.86) Wird die Bandbreite reduziert lässt sich das Signal/Rausch-Verhältnis verbessern. Wird z.B. ein guter Filter mit der zentralen Frequenz von 10kHz und einer Bandbreite von 100Hz eingesetzt (dies entsprich einer Güte von G = f /∆f = 10000/100 = 100), verbessert sich die Situation in folgender Weise. √ √ VN = 100Hz · 1000 · 5nV / Hz = 50µV (3.87) Nun ergibt sich ein Signal/Rausch-Verhältnis: VS 10µV = = 0, 2 VN 50µV (3.88) Aber auch dieses Signal/Rausch-Verhältnis macht es unmöglich das Signal zu messen. Mit einem phasensensitiven Detektor ist es möglich eine Bandbreite von 0,01Hz zu erreichen: p √ VN = 0, 01Hz · 1000 · 5nV / Hz = 0, 5µV (3.89) Nun ergibt sich ein Signal/Rausch-Verhältnis: VS 10µV = = 20 VN 0, 5µV (3.90) In diesem Fall ist das Signal also um einen Faktor 20 größer als die Rauschspannung und somit leicht zu detektieren. 3.10.2. Die Funktionsweise eines phasensensitiven Detektors (Lock-in-Verstärkers) Die Funktion des Lock-in-Verstärkers lässt sich wie folgt beschreiben: Die zu messende Probe wird sinusförmig angeregt, so dass das Messsignal mit dieser Anregungsfrequenz moduliert ist: Vm (t) = Vm0 cos(ωm t + ϕm ) 31 (3.91) Gleichzeitig wird das Modulationssignal dem Lock-in-Verstärker als Referenzsignal zugeführt: Vr (t) = Vr0 cos(ωr t + ϕr ) (3.92) Der Lock-in-Verstärker bildet nun: Z 1 T Vm0 cos(ωm t + ϕm )Vr0 cos(ωr t + ϕr )dt T 0 Z 1 T 1 = Vm0 Vr0 cos(ωm t − ωr t + ϕm − ϕr )dt − T 0 2 Z 1 T 1 − Vm0 Vr0 cos(ωm t + ωr t + ϕm + ϕr )dt T 0 2 Vout = (3.93) (3.94) (3.95) Das Ausgangssignal besteht also aus zwei Frequenzanteilen. Allerdings werden durch die Tiefpassfilterung alle Signale herausgefiltert, deren Frequenz höher als die Grenzfrequenz ist. Auf diese Weise bleibt nur die Komponente mit der Frequenzdifferenz übrig sofern, diese Frequenzdifferenz kleiner als die Grenzfrequenz ist, d.h. die beiden Frequenzen nahezu identisch sind. Vout = ≈ Z 1 T 1 Vm0 Vr0 cos(ωm t − ωr t + ϕm − ϕr )dt T 0 2 1 Vm0 Vr0 cos(ϕm − ϕr )dt mit ϕm ≈ ϕr 2 (3.96) (3.97) Auf diese weise wird also die Korrelation des Messsignals mit dem Referenzsignal bestimmt. Es wird klar, dass von einem beliebigen Rauschsignal nur der Teil des Rauschsignals mit berücksichtigt wird, dessen Frequenz in direkter Nachbarschaft zum Referenzsignal liegt. Das bedeutet, man erhält eine sehr enge effektive Bandbreite des gemessenen Bereichs. Da aber auch die Phasendifferenz zwischen den beiden Signalen eingeht, wird auch eine sich zeitlich ändernde Pasendifferenz herausgemittelt. Häufig wird nicht nur die Amplitude des Messsignals, sondern auch dessen Phasenlage zum Referenzsignal gemessen. Dies geschieht durch einen zweiten PSD dessen Referenzsignal um 90 gegenüber dem erste verschoben ist. V1 = Vm0 cos(ϕm − ϕr ) (3.98) V2 = Vm0 sin(ϕm − ϕr ) (3.99) Somit ist es möglich beide Anteile des Eingangsignals zu messen und so die volle Information zu erhalten. 32 3.10.3. Aufbau eines phasensensitiven Detektors A B + rauscharmer Vorverstärker 50/60Hz Bandsperre 100/120Hz Bandsperre Verstärker 90° Phasenschieber TiefpassFilter V1 R und ϕ Berechnung Referenz Sinus oder TTL Phasenschieber PLL PhaseLocked Loop Interner Oszillator TiefpassFilter R ϕ V2 Phasensensitiver Detektor Sinus TTL Links oben im Bild sind die beiden Eingänge des Verstärkers zusehen, dabei wird einer der Eingänge nicht-invertiert und der andere invertiert verstärkt. Dadurch ist es möglich die Differenz aus zwei Eingangssignalen zu bilden. Dann folgt eine so genannter Bandsperre, dabei handelt es sich um einen Filter, der es ermöglicht Störungen aus dem Wechselstromnetz (50Hz in vielen Europäischen Ländern und 60Hz in den USA) heraus zu filtern. Dann folgt noch eine weitere Bandsperre für die erste Harmonische der Netzfrequenz (100 bzw. 120Hz). Nun wird das Signal nochmals verstärkt und auf die beiden Multiplikatoren gegeben (symbolisiert durch den Kreis mit einem Kreuz). Links auf halber Höhe ist der Referenzeingang gezeigt. Hier wird ein externes Referenzsignal angeschlossen, bei dem es sich um ein sinusförmiges Signal handeln kann oder um Logikpegelsignal (TTL —Transistor Transistor Logik, bei dem eine Logische Null durch 0V und eine Logische Eins durch 5V repräsentiert wird). Das Signal wird auf einen so genannten Schmitt-Trigger gegeben (siehe hierzu Abschnitt A.6, auf Seite 106). Dieser formt aus dem Eingang ein Rechtecksignal mit steilen Flanken, welches auf eine Phase Locked Loop“(PLL) gegeben wird, welche ein ge” nau definierten Sinus mit der selben Frequenz und Phase erzeugt. Dieser Sinus wird auf einen Phasenschieber gegeben, mit dem die Phase um einen beliebigen Betrag geschoben werden kann. Dieses Signal wird zum Einen nochmals um 90◦ geschoben und dann auf den Multiplizierer und zum Anderen direkt auf den Multiplizierer als zweiter Operand gegeben. Die Produkte werden jeweils auf einen Tiefpassfilter zur zeitlichen Mittelung gegeben. Anschließend werden beide Anteile am Ausgang zur Verfügung gestellt. Des weiteren kann auch noch eine Transformation von kartesischen Koordinaten in Polarkoordinaten (V1 , V2 → R, ϕ) durchgeführt werden. Das Gerät besitzt noch zwei weitere Ausgänge. An diesen werden ein sinusförmiges Signal und ein TTL-Signal als Referenzsignale ausgeben, um sie für eine synchrone Anregung bei der Messung zu verwenden. 33 3.10.4. Rauschreduktion durch Mittelung von repetierlichen Signalen Bei Signalen, die sich immer wieder Wiederholen, kann eine Rauschreduktion dadurch erzielt werden, dass sie mit Hilfe eines Triggersignals mehrfach phasenrichtig“ aufgenommen (digitalisiert) ” und Messpunkt für Messpunkt gemittelt werden. Dabei reduziert sich die Rauschspannung mit: 1 VN ∝ √ , N (3.100) wobei N die Anzahl der aufgenommen Messreihen ist. Allerdings muss dabei bedacht werden, dass dies nicht bis zu einer beliebigen Genauigkeit fortgeführt werden kann, da eine Schwankung im Triggerzeitpunkt (Jitter) eine Grenze definiert. Rauschreduktion durch Mittelung 1,0 Signal 0,5 0,0 0 2 4 2 0 -2 4 6 8 10 Signa+Rauschen (S/N=1) 0 2 2 4 6 8 10 nach 10 Mittelungen 1 0 -1 0 2 1,5 1,0 0,5 0,0 -0,5 4 6 8 10 nach 100 Mittelungen 0 2 1,0 4 6 8 10 nach 10000 Mittelungen 0,5 0,0 0 2 4 6 8 10 Zeit 3.10.5. Die Methode der Boxcar-Mittelung Ist ein Messsignal zu schnell um es digitalisieren zu können, besteht die Möglichkeit, wenn sich ein genauer Triggerpunkt definieren lässt, mit Hilfe eines Abtast/Halteglieds (Sample/Hold-Stage) und einem variablen, triggerbaren Pulsgenerator das Signal dennoch zu messen. Mittels des Triggers 34 wird der Pulsgenerator getriggert, der ein Puls der Länge τ liefert. Am Ende des Pulses wird der Messwert in dem Abtast/Halteglied gespeichert und über einen Tiefpassfilter gemittelt. Nach einer gewählten Anzahl von Mittelungen wird die Pulslänge τ erhöht, bis schließlich der gesamte zeitliche Verlauf des Messsignals abgetastet wurde. Rampengenerator τ Trigger Pulsgenerator R AHG C 1,0 0,8 y(t) 0,6 0,4 τ 0,2 0,0 0 2 4 Zeit 6 8 10 3.11. Methoden zur empfindlichen Messung kleiner Signale 3.11.1. Konzeption des Messaufbaus Messtechnisch stellen • kleine Spannung • kleine Ströme • hohe Impedanzen sehr große Ansprüche an den Messaufbau. Daher ist in diesen Fällen besondere Sorgfalt bei der Konzeption des Messaufbaus geboten, um Messfehler zu erkennen und auszuschließen. In diesem Zusammenhang ist es hilfreich sich mit sogenannten Testfeldern die Anforderungen an den Messaufbau zu verdeutlichen. Jede Spannungs- oder Stromquelle in einem Messproblem, lässt sich als eine Spannungsquelle mit einem Serienwiderstand auffassen: 35 Ri V0 Ein Messfeld lässt sich nun dadurch darstellen, dass man in einem doppellogarithmischen Diagramm den Kurzschlussstrom Isc über der Leerlaufspannung V0 aufgeträgt. Geraden konstanten Innwiderstands R weisen eine Steigung von Eins in diesem Diagramm auf. 1. Zunächst legt man den Punkt fest (Punkt A im Diagramm unten), der sich durch den Kurzschlussstrom und die Leerlaufspannung ergibt. 2. Dann wird die gewünschte Genauigkeit der Messung festgelegt, z.B. 0,1%. Die Genauigkeit definiert den Punkt B im Diagramm unten durch den Abstand von Punkt A (drei Dekaden). 3. Das Messfeld ist nun durch die vertikale Line zwischen A und B, der Viertelkreislinie nach links bis zur Horizontalen (Punkt C im Diagramm) und der horizontalen Verbindungslinie zwischen A und C begrenzt. Das Messfeld zeigt nun den minimalen Parallelwiderstand, der zum Erreichen der gewünschten Genauigkeit notwendig ist, mit dem das Messobjekt belastet werden darf im Punkt B und den maximalen Serienwiderstand, der sich in der Messleitung befinden darf, in Punkt C. 36 3.11.2. Begrenzung des Messfeldes bei einer Spannungsmessung Darstellung der für eine Messung unzugänglichen Bereiche bei der Spannungsmessung: 1. Thermospannungen (Blau) können bis in den Bereich von einigen mV hineinreichen. Als reine Spannungen sind sie natürlich vom Strom unabhängig. 2. Leckströme (Grün) von z.B. 1nA schaffen ebenso einen unzugänglichen Bereich. 3. Der Quellenwiderstandsbereich (Violett) ist der Bereich, der bei einem Eingangswiderstand des Messgeräts von 10M einen Fehler von 10% oder größer hervorruft. 4. Der letzte Bereich wird durch eine Rauschquelle (Dunkelgrün) unzugänglich gemacht (weiß oder 1/f). 37 3.11.3. Begrenzung des Messfeldes bei einer Strommessung Darstellung der für eine Messung unzugängliche Bereiche bei der Strommessung: 1. Spannungsabfall (Blau) an dem zur Strommessung benutzen Messwiderstand. 2. Durch induzierte oder generierte (Triboelektrität) Ströme (Grün) unzugänglicher Bereich. 3. Begrenzung durch Widerstände (Violett) die parallel zum Eingang des Messgerätes liegen (auch Kabelwiderstände). 4. Durch eine Rauschquelle (Dunkelgrün) unzugänglich gemachter Bereich (weiß oder 1/f). 38 3.11.4. Begrenzung des Messfeldes bei einer Widerstandmessung Darstellung der für eine Messung unzugängliche Bereiche bei der Widerstandsmessung: 1. Thermospannungen (Blau) können bis in den Bereich von einigen mV hineinreichen. Als reine Spannungen sind sie natürlich vom Strom unabhängig. 2. Durch induzierte oder generierte (Triboelektrität) Ströme (Grün) unzugänglicher Bereich. 3. Begrenzung durch Widerstände (Violett), die parallel zum Eingang des Messgerätes liegen (auch Kabelwiderstände). 4. Bereich der durch eine Rauschquelle (Dunkelgrün) unzugänglich gemacht wird (weiß oder 1/f) 5. Bereich, der wegen eines vorhandenen Messkabelwiderstandes (Gelb) unzugänglich ist. 39 3.11.5. Mögliche Fehlerquellen und ihre Beseitigung Art der Messung Kleine Spannungen Kleine Ströme Messbereich < 1µV < 1µA Anzeichen für Fehler Offsetspannung Wahrscheinliche Ursachen Thermospannungen Störspannungen Magnetische Interferenzen Offsetstrom Leckströme in Isolatoren Messstrom im Messwerk (Bias) Dunkelstrom im Detektor Störströme Elektrostatische Kopplung Vibration / Deformation Niedrige derstände Wi- Hohe Widerstände < 100mΩ > 1GΩ Widerstandoffsets Kabelwiderstand Drift Thermospannungen Schwankende Messwerte Magnetische Interferenz Ablesung klein zu Belastungswiderstand (Shunt) Niedriger Rein des Voltmeters Offsetströme Schwankende Werte Spannung aus einer Quelle mit hoher Impedanz > 1M Ω Ablesung klein Elektrostatische Kopplung zu Belastungswiderstand (Shunt) Offsetströme Schwankende Werte Elektrostatische Kopplung Maßnahmen zur Vermeidung Alle Anschlüsse auf der gleichen Spannung halten gekrimpte Cu-CuVerbindungen Verdrillte Leitungen von Magnetfeldern entfernen oder abschirmen Gute Isolatoren verwenden, gut reinigen Picoampèremeter oder Elektrometer verwenden Dunkelstrom unterdrucken oder kompensieren Hohe Spannungen und Relativbewegungen der Kabel dazu vermeiden Abschirmung Vibrationen fernhalten rauscharme Kabel verwenden 4-Draht Methode (Kelvin-Methode) verwenden Pulsförmige Testsignale mit Offsetkompensation Von Magnetfeldern fernhalten oder abschirmen Verdrillte Leitungen verwenden Anschlüsse und Kabel mit höherem Isolationswiderstand verwenden Guard-Techniken verwenden Spannungsquelle und Strommessung verwenden Offsetströme bei abgeschalteter Testspannung kompensieren Hohe Spannungen in der Nähe sowie Bewegung des Kabels vermeiden Anschlüsse und Kabel mit höherem Isolationswiderstand verwenden Guard-Techniken verwenden Offsetströme bei abgeschalteter Testspannung kompensieren Hohe Spannungen in der Nähe sowie Bewegung des Kabels vermeiden Eingangswiderstand Zu geringer Eingangswiderstand Rm führt durch einen Spannungsabfall am Innenwiderstand Rs des Messobjekts zu einer systematisch zu kleinen Ablesung Vm der m Messspannung Vs Vm = RmR+R Vs . s Behebung: 40 Messinstrument oder Vorverstärker mit hoher Eingangsimpedanz wählen. Isolationswiderstand Durch Isolationsmaterial mit zu geringem Widerstand verringert sich der effektive Eingangswiderstand bei der Messung (siehe oben). Behebung: Sorgfältige Wahl der Messkabel und Design des Messaufbaus. Offsetspannung Dazu gehören alle Spannungen, die in Serie zu der Messspannung liegen. Beispiele sind im wesentlichen Thermospannungen an Kontaktstellen und magnetisch induzierte ~ A) ~ d(B· ~ dB~ + B ~ dA~ . Spannungen VB = dφ =A dt = dt dt dt Vs + - - V E MF + + - - Vm Vs - + V E MF + + Vm Reduktion des Einflusses durch Thermospannungen: Zweimalige Messungen der Spannung kurz hintereinander (die Temperaturverhältnisse dürfen sich nicht ändern) mir vertauschten Kabeln. Vm,1 = Vs + VEM F (3.101) Vm,2 = Vs − VEM F Vm,1 + Vm,2 Vm = 2 (Vs + VEM F ) + (Vs − VEM F ) = = Vs 2 (3.102) (3.103) Reduktion des Einflusses durch induzierte Spannungen: • minimieren der Fläche A zwischen den Messkabeln • Bereiche hoher Magnetfelder vermeiden • Verdrillen der beiden Messkabel führt zu einer Kompensation, da die Richtung des Normalenvektors der Fläche rotiert. • Betrag und Richtung zeitlich konstant halten indem die Messleitungen fixiert werden. Offsetstrom Entstehung in den Eingangsverstärkern von Messverstärkern. Behebung: Minimieren durch die Wahl des Messinstrumentes und bei zeitlich konstanten Offsetströmen Kompensation durch eine externe Stromquelle. 41 Kapazität zur Abschirmleitung Die Kapazität zwischen Innenleiter und der Abschirmung des Messkabels führen mit dem Innenwiderstand des Messobjekts zu einem störenden Tiefpassverhalten: τ = Rs CK . Flanken des Messsignals werden verzögert. Behebung: Einsetzen einer Guard-Technik, dabei wird die direkte Abschirmung um die Messleitung auf dem gleichen Potential wie die Messleitung selbst gehalten, dadurch muss die Kapazität der Messleitung nicht von der hochohmigen Quelle umgeladen werden sondern wird von einem niederohmigen Messverstärker umgeladen: Messverstärker + Ri Vi - CK Vm ≈ Quelle Die neue sich ergebende Zeitkonstante stellt die um die offene Schleifenverstärkung reduzierte ursprüngliche Zeitkonstante dar: τguard,ef f = Rs CK . Aguard (3.104) Ein weiterer wichtiger Vorteil der Guard-Technik ist die Reduktion des effektiven Parallelwiderstands (wie Kabelisolationswiderstände). So kann mit sogenannten Guard-Ringen auf Platinen der Eingangswiderstand erhöht werden. Guard-Fläche Erdschleifen Erdschleifen entstehen durch zu viele und somit überflüssige Verbindungen auf Bezugspotential. 42 Hi R Messgerät Vm V Quelle ≈ R Lo Erdleitung Vg Die in der Erdleitung abfallende Spannung Vg , hervorgerufen durch einen hohen Stromfluss in der Erdleitung oder durch induktive Einkopplung, führt zu einem Stromfluss IR durch den Widerstand Rg und damit auch zu einem eventuell nicht zu vernachlässigenden Spannungsabfall in R. Typische Werte sind IR = 1A und R = 100mΩ. Damit ergibt sich als Spannungsabfall an R und somit als Bezugspunktsdifferenz 100mV. Behebung: Erdung des gesamten Aufbaus an einem definierten Punkt Kapazitiv eingekoppelte Spannungen Jeder ladungstragende Körper kann eine zusätzliche Spannung durch eine kapazitive Einkopplung eines Stroms in dem Messkreis hervorrufen: I C ≈ I=C V dV dC +V . dt dt (3.105) Behebung: Eine um die Messschaltung angebrachte Abschirmung, die geerdet ist, schafft hier Abhilfe. Rauschen in Strommessinstrumenten Empfindliche Strommessinstrumente bestehen in den meisten Fällen aus Strom/Spannungs-Wandlern. 43 I Rs - Rf V out + Vs Dabei ergibt sich für das Wandlungsverhältnis Vout = −IRf = −Vs Rf . Rs (3.106) Es ist meistens Rs < Rf und somit ist auch Vs < Vf . Dies kann zu Problemen führen, wenn man Rauschen des Srom/Spannungswandlers in die Überlegung einbezieht. Das Rauschen lässt sich damit beschreiben, indem man sich eine Rauschspannungsquelle angeschlossen an den nichtinvertierenden Eingang vorstellt. Diese Rauschspannung wird dann mit Rf Vout,n = Vs 1 + (3.107) Rs verstärkt und somit bei kleinen Quellenwiderständen Rs im Vergleich zu der eigentlichen Quellenspannung Vs stärker. Zu Beachten ist, dass eigentlich zu den Widerstanden Rs und Rf streng genommen noch jeweils eine Kapazität parallel vorhanden ist, was diese Angelegenheit auch noch frequenzabhängig macht. Behebung: Keithley empfiehlt bei seinen Strommessinstrumenten bei einer Strommessung auf eine Impedanz der Quelle zu achten, die einen vom Messbereich abhängigen Wert nicht unterschreitet: Strombereich pA nA µA mA Minimaler Quellenwiderstand 1GΩ. . . 100GΩ 1MΩ. . . 100Ω 1kΩ. . . 100kΩ 1Ω. . . 100Ω Triboelektrische Effekte Kabel bestehen aus mehreren Schichten, die bei einer Bewegung genauer Krümmung gegeneinander Reiben können. Diese Reibung kann, ähnlich der Situation, wenn ein Fell an einem Kunstoffstab gerieben wird, Ladungstrennung zur Folge haben. Diese 44 Art der Ladungstrennung wird Triboelektrizität genannt. Die entstandene Ladung kann in den Messkreis abfließen oder in diesen Einkoppeln. Vermeidung: • Rauscharme Kabel verwenden • Vibrationen an den Quellen dämpfen • Kabel fixieren 3.11.5.1. Das Spektrum von möglichen Störquellen Das Spektrum von Störsignalen besteht im wesentlichen aus zwei breitbandigen Anteilen, wie einem 1/f-Anteil bei niedrigen Frequenzen und einem weißen Rauschuntergrund, sowie eventuell einzelner Spitzen bei Frequenzen: log A 1/f weiß log f • der Netzfrequenz und deren Harmonischen • der Störsignalen von Computermonitoren (Zeilenkippfrequenz) • von Kaskadenschaltungen zur Spannungsvervielfachung • von Zerhackern in Schaltnetzteilen • von Taktgebern in Digitalschaltungen • von benachbarter Radiosendern u.a.m. 3.12. Sensoren für unterschiedliche physikalische Größen 3.12.1. Sensoreffekte zur Umsetzung mechanischer Größen 3.12.1.1. Piezoelektrischer Effekt Piezoelektrizität wird die Wechselwirkung zwischen elektrischen Größen wie Polarisation, elektrischem Feld oder Oberflächenladung mit mechanischen Größen wie Spannung und Dehnung. Piezoelektrizität gibt es nur in zentrosymmetrischen Kristallen, d.h. in Kristallen mit mindestens 45 einer Spiegelebene. Existiert diese Spiegelebene, so tritt entlang der Normalen zu dieser Ebene kein piezoelektrischer Effekt auf, da alle mechanische Größen in sich überführt werden, während alle elektrischen Größen ihr Vorzeichen ändern. Somit kann hier kein piezoelektrische Effekt entstehen. + - + - + - + + - + Durch die unterschiedliche Verschiebung der Ladung resultiert ein Dipolmoment in dem Kristall. Es können vier Effekte unterschieden werden, je nach Richtung der wirkenden Kräfte und nach Richtung des sich ausbildenden Piezokoeffizienten. F F P P F F Longitudinaleffekt Transversaleffekt F F P P F F Longitudinaler Schereffekt Transversaler Schereffekt 3.12.1.1.1. Die mechanische Spannung Die mechanische Spannung ist als Kraft pro Fläche definiert und stellt somit einen Tensor zweiter Stufe dar. 46 σ33 A3 σ13 x3 σ23 σ32 σ31 x2 σ11 A1 x1 σ21 σ12 σ22 A2 Die unterschiedlichen Kräfte, welche an den verschiedenen Flächen angreifen ergeben so die Komponenten des Spannungstensors: Fi (3.108) σij = Aj Dabei stellen positive Komponenten den Druck und negative die Zugspannung. Komponenten mit i 6= jstellen Scherkräfte dar. Im statischen Gleichgewicht gilt σij = σji , da sich sonst ein resultierendes Drehmoment ergibt, das zu Drehbeschleunigungen führen würde. Das bedeutet, dass der Spannungstensor ein symmetrischer Tensor ist und sich seine Komponenten auf nur sechs verschiedene reduzieren. σ11 σ12 σ13 ↔ σ = σ12 σ22 σ23 (3.109) σ13 σ23 σ33 Zur Vereinfachung wird oftmals anstelle der Tensorschreibweise eine Matrixschreibweise gewählt dabei geschieht die Zuordnung wie folgt: Tensorschreibweise Matrixschreibweise Damit nimmt die Matrix die folgende σ11 σ12 σ12 σ22 σ13 σ23 11 1 22 2 33 3 23;32 4 13;31 5 12;21 6 Gestalt an: σ13 σ1 σ6 σ5 σ23 → σ6 σ2 σ4 σ33 σ5 σ4 σ3 Tensorschreibweise (3.110) Matrixschreibweise 3.12.1.1.2. Die mechanische Dehnung Zur Bestimmung der mechanischen Dehnung betrachtet man die infinitesimale Verrückung ui in Richtung xj : eij = δui δxj (3.111) ↔ Die Verrückung eines Punktes ∆~u im Abstand ∆~x ergibt sich damit zu ∆~u = e ∆~xbzw. ∆ui = eij ∆xj . Es ist offensichtlich, dass der antisymmetrische Teil des Tensors 12 (eij − eji )eine Drehung beschreibt, während der symmetrische 12 (eij + eji )eine Verformung beschreibt. Deshalb ist der ↔ ↔ eigentliche Dehnungstensor ε der symmetrische Teil des Tensors e : 1 ε11 ε12 ε13 e11 (e12 + e21 ) 12 (e13 + e31 ) 2 ↔ 1 σ2 ε = ε12 ε22 ε23 := 12 (e12 + e21 ) (3.112) 2 (e23 + e32 ) 1 1 ε13 ε23 ε33 σ3 2 (e13 + e31 ) 2 (e23 + e32 ) 47 ↔ Der Tensor ε hat nun wiederum nur sechs unabhängige Komponenten, weshalb man auch hier wieder die übersichtlichere Matrixschreibweise wählt: ε11 ε12 ε13 ε1 ε12 ε22 ε23 → 1 ε6 2 1 ε13 ε23 ε33 2 ε5 Tensorschreibweise 1 2 ε6 ε2 1 2 ε4 1 2 ε5 1 2 ε4 (3.113) ε3 Matrixschreibweise 3.12.1.1.3. Der direkte piezoelektrische Effekt Unter dem direkten piezoelektrischen Effekt versteht man das Auftreten einer elektrischen PolarisationP~ bei Anwesenheit einer mechanischen ↔ Spannung σ: ↔ ↔ P~ = d · σ bzw. Pi = dijk · σjk (3.114) Es gilt die Einsteinkonvention der Summation über die doppelt auftretenden Indizes. Die dijk werden als piezoelektrische Moduln bezeichnet. Da der Spannungstensor symmetrisch ist kann zwischen dijk und dikj nicht unterschieden werden. Es gilt dijk = dikj somit existieren nicht 27 sondern 18 unabhängige Komponenten. Üblicherweise wird anstelle der Tensorschreibweise mit drei Indizes die Matrixschreibweise mit zwei Indizes verwendet (i=1,2,3). di11 di12 di13 di1 di12 di22 di23 → 1 di6 2 1 di13 di23 di33 2 di5 Tensorschreibweise 1 2 di6 di2 1 2 di4 1 2 di5 1 2 di4 (3.115) di3 Matrixschreibweise Damit ergibt sich für die Polarisation mit den unterschiedlichen Schreibweisen: Tensornotation: Pi = dijk · σjk (i, j, k= 1...3) Matrixnotation: Pi = dij · σj (i= 1...3; j =1. . . 6) 3.12.1.1.4. Der inverse piezoelektrische Effekt Hierunter versteht man das Auftreten einer ↔ ~ Dehnung ε bei Anwesenheit eines elektrischen FeldesE: εjk = dijk · Ei (3.116) Es ergibt sich wiederum für die unterschiedlichen Schreibweisen: Tensornotation: εjk = dijk · Ei (i, j, k= 1...3) Matrixnotation: εj = dij · Ei (i= 1...3; j =1. . . 6) Dieser Effekt wird bei Schwingquarzen zur Definition einer Frequenz ausgenutzt. Mit einem Schwingquarz als Sensor sind z.B. Schichtdickenmessgeräte ausgestattet, welche die Verstimmung der Resonanzfrequenz benutzen um die Massenbelegung des Quarzes und somit die aufgebrachte Schichtdicke zu bestimmen. 3.12.1.1.5. Kristalleigenschaften Die unterschiedlichen piezoelektrischen Moduln können den unterschiedlichen Klassen der Effekte zugeordnet werden: Mit zunehmender Symmetrie der Kristalle nimmt die Anzahl der unabhängigen Komponenten ab, weshalb bestimmte Effekte dann nicht mehr beobachtet werden können. 48 Longitudinaleffekt Transversaleffekt Longitudinaler Schereffekt Transversaler Schereffekt d11, d22 , d33 d12, d13 , d21 , d23, d31 , d32 d14, d25 , d36 d15, d16 , d24 , d26, d34 , d36 So sind z.B. die piezoelektrischen Moduln von .α-Quarz d14 0 0 0 −d14 −2d11 0 0 0 d11 −d11 0 ↔ 0 0 d= 0 0 0 0 (3.117) mit d11 = 2, 3pC/N und d14 = 0, 67pC/N. Lithiumniobat besitzt eine relativ großen Koeffizienten d33 = 21pC/N. Häufig werden auch piezoelektrische Keramiken eingesetzt PbZrO3 und PbTiO3 (Perovskit-Struktur). 3.12.1.2. Piezoresistiver Effekt Der elektrische Widerstand eines Quaderförmigen Körpers ist gegeben durch: R= ρ·l A (3.118) Wird eine Kraft auf den Quader ausgeübt so deformiert er sich, wodurch sich eine Widerstandsänderung ergibt: ∆R ∆l ∆A ∆ρ = − + (3.119) R l A ρ mit ε = ∆l l und ∆A·l ν = − 2A·∆l als Querkontraktionszahl folgt: ∆ρ ∆R = ε(1 + 2ν) + R ρ (3.120) Hierbei hängt nur der erste Term von der Geometrie ab und der zweite beschreibt den eigentlichen piezoresistiven Effekt. Bei Metallen wird die Widerstandsänderung im Wesentlichen durch die Geometrieänderung und in Halbleitern in erster Linie durch den piezoresistiven Teil hervorgerufen. Ursache des piezoresistiven Effekts in Halbleitern ist die Veränderung der Bandstruktur unter Druck und somit die Änderung der Konzentration der freien Ladungsträger. Durch eine Änderung der Krümmung der Leitungsbandkante wird die effektive Masse der freien Ladungsträger und somit deren Beweglichkeit verändert. 3.12.1.2.1. Einschub: Elektronen im Gitter Die diskreten Energieniveaus in einem einzelnen Atom werden zu Bändern, wenn sich eine Reihe von Atomen in einem bestimmten Abstand befinden, wie dies bei einem Festkörperkristall (Halbleiter) der Fall ist. 49 E dis crete energylevels s plit up in different bands E x x Je nach Anzahl der zur Verfügung stehenden Elektronen werden die Bänder besetzt. Das oberste Band, das auf einzelne Atome begrenzt ist wird Valenzband genannt, während das unterste welches über alle Atome hinwegverläuft Leitungsband genannt wird. Zwischen diesen Bändern befindet sich das verbotene Band in dem keine besetzbaren Elektronenzustände vorhanden sind. E (k) fr ee elec tron c on duc tio n ban d Ec E g =E c -E v Ev energ y ga p, ba nd ga p x v a lenc e ba nd k Die Krümmung der Bänder kann als das Inverse der ,,Masse“ (so genannte effektive Masse) der Elektronen interpretiert werden. Durch das Einwirken einer Mechanischen Kraft wird der Abstand in der einen Kristallrichtung verkürzt und in den anderen Verlängert (oder umgekehrt). Dadurch ändern sich die Bänder und somit auch die effektiven Massen der Elektronen. 3.12.1.2.2. Beschreibung des piezoresistiven Anteils in Halbleitern Der spezifische Widerstand im Zusammenhang mit elektrischem Feld und Stromdichte muss in einem Kristall prinzipiell als ein Tensor aufgefasst werden. Dieser nimmt die Form eines Einheitstensors für den Fall an, dass die Leitfähigkeit isotrop ist: E1 1 0 0 j1 E2 = ρ · 0 1 0 j2 E3 0 0 1 j3 (3.121) Wird auf den Kristall eine Kraft ausgeübt, so wird die Isotropie der Leitfähigkeit gestört und es treten nichtverschwindende Nebendiagonalelemente auf und die Diagonalelemente werden modi- 50 fiziert: " E1 E2 E3 # " =ρ· 1 + π11 σ1 + π12 (σ2 + σ3 ) π44 σ6 π44 σ5 π44 σ6 1 + π11 σ2 + π12 (σ1 + σ3 ) π44 σ4 π44 σ5 π44 σ4 1 + π11 σ3 + π12 (σ1 + σ2 ) #" j1 j2 j3 # (3.122) Die hauptsächliche Konsequenz besteht darin, dass der Strom nicht mehr in Richtung des herrschenden elektrischen Felds fließen muss. 3.12.2. Umsetzung magnetischer Größen 3.12.2.1. Messung mit Hilfe einer rotierenden Spule Die einfachste Methode, ein magnetisches Feld zu erzeugen, beruht auf der Ausnutzung der Gleichung für die induzierte Spannung: Vind = −N ~ · A) ~ d(B dt (3.123) Bei einem konstanten zu messenden Magnetfeld ergibt sich nur die Möglichkeit: ~ Vind = −N B ~ dA dt (3.124) Dies lässt sich z.B. durch eine rotierende Spule realisieren. 3.12.2.2. Kernsondenmagnetometer Wird ein Material als Kernmatrial in einem Transformator verwendet, dessen Magnetisierungskurve nichtlinear ist, so kann damit ein extern anliegendes Magnetfeld Hm gemessen werden. Magnetisierungskurve: B H Mögliche einfache experimentelle Realisierung eines Transformators: 51 Hm i(t) V ind(t) Um die Funktion zu verstehen, sei angenommen, dass die Magnetisierungskurve mit folgender Gleichung modelliert werden kann: B(H) = µ0 (H + KH 3 ) (3.125) Nun wird mit durch einen Stromfluss mit der Frequenz ω das gesamte Magnetfeld H(t) = Hm + H0 sin(ωt) moduliert. Damit ergibt sich für die magnetische Induktion: B(t) ≈ µ0 [H(t) + KH(t)3 ] = µ0 [Hm + H0 sin(ωt) + [Hm + H0 sin(ωt)]3 ] (3.126) Nach Ausmultiplizieren und Anwenden von trigonometrischen Rechenregeln ergibt sich für die induzierte Spannung: Vind 3K 2 2 ∝ H0 ω 1 + 3KHm + H cos(ωt) + 4 0 3K 2 +3KHm H0 sin(2ωt) − H cos(3ωt) 4 0 (3.127) Es ist zu sehen, dass der Term mit der doppelten Anregungsfrequenz proportional zum zu messenden Feld ist: Vind |2ω ∝ 3Hm ωKH02 (3.128) Es ist somit auch klar, dass durch eine Erhöhung des Modulationsfeldes und der Frequenz die Empfindlichkeit in gewissen Grenzen erhöht werden kann. 3.12.2.3. Hall Effekt Wie allgemein bekannt ist, erfahren bewegte Ladungsträger in einem magnetischen Feld die so ~ ~ genannte Lorentz-Kraft FL = q ~v × B . Diesen Effekt kann man ausnutzen, um das magnetische Feld zu messen. Dabei wird eine, sich aufgrund der Lorentz-Kraft ergebende, Spannung gemessen, die proportional zum anliegenden magnetischen Feld ist. 52 Bm b d VH l I0 Der Effekt der sich einstellenden Spannung in einer langen Probe wird Hall-Effekt genannt. Die sich ergebende Spannung ist: RH VH = IB (3.129) d Es ergibt sich eine Gleichgewichtssituation, wenn die Lorentzkraft gleich der Kraft durch das elektrische Feld auf den Ladungsträger ist. Das sich einstellende Hallfeld ist: ~ H = − ~v × B ~ E (3.130) Damit ergibt sich die Hallspannung zu: VH = −bvx B (3.131) Hier ist vx die mittlere Geschwindigkeit der Ladungsträger in x-Richtung. Es besteht folgender Zusammenhang zwischen der Geschwindigkeit der Ladungsträger und der Stromdichte: jx,n = nqvx (3.132) nbezeichnet hier die Ladungsträgerkonzentration und q die Elementarladung. Mit I jx = bd ergibt sich für die Hallspannung 1 1 RH VH = − IB = IB nq d d und somit ergibt sich für den Hallkoeffizienten im Fall negativer Ladungsträger: 1 RH,n = − nq VH Steigung: R H I/d B 53 (3.133) (3.134) (3.135) Durch dieses sich ergebende Hallfeld werden die Äquipotentialflächen des elektrischen Feldes gekippt. +++++++ I Ex I EH E ---------- Der Winkel, um den die Äquipotentialflächen gekippt wurden, wird als Hallwinkel bezeichnet, ~ ~ EH − ~v × B vx tan(θH ) = = (3.136) = B = µH B Ex ~ x ~ x E E wobei µH die so genannte Hallbeweglichkeit ist. 3.12.2.4. Gauß Effekt Hierunter versteht man die Widerstandsänderung in einer kurzen Probe, die aufgrund einer größeren effektiven Länge der Probe entsteht, da sich durch ein angelegtes Magnetfeld die elektrischen Feldlinien um den Hallwinkel kippen. Dieser Effekt muss allerdings von dem magnetoresistiven Effekt, der im nächsten Abschnitt beschrieben wird, unterscheiden werden. R0 = ρ l0 b0 d (3.137) Vernachlässigt man den störenden Einfluss des Randes kann man ableiten: l(θH ) = I0 cos(θH ) b(θH ) = b0 cos(θH ) 54 (3.138) (3.139) Damit ergibt sich für den Magnetfeld abhängigen Widerstand: R(θH ) = R0 1 cos2 (θ H) = R0 (1 + tan2 (θH )) (3.140) Mit der Hallbeweglichkeit folgt: R(B) = R0 (1 + K(µH B)2 ) (3.141) Wobei der Faktor K der Geometrie der Probe Rechnung trägt. Der Widerstand zeigt folgende Abhängigkeit von der magnetischen Induktion: R(B) R0 B Der Effekt kann verstärkt werden, wenn man Kontakte mit Fingern aufbringt, die in die Zwischenräume des gegenüberliegenden Kontaktes hineinreichen. 3.12.2.5. Magnetoresistiver Effekt Betrachtet wird eine stabförmige Probe, für die l d gilt. Außerdem weise das Material zwei unterschiedliche spezifische Widerstände ρp und ρs bezüglich der Magnetisierung auf. B ~ = E ~ p cos(θ) + E ~ s sin(θ) E ~j = ~jp cos(θ) + ~js sin(θ) ~ p = ρp~jp ; E ~ s = ρs~js E 55 (3.142) (3.143) (3.144) Durch einsetzen ergibt sich: ρp − ρs ~ E(θ) = ~jρs 1 + cos2 (θ) ρs (3.145) Damit ergibt sich für den Widerstand: 1 1 ρs + (ρp − ρs ) cos2 (θ) bd bd R(θ) = (3.146) Hier ist der Widerstand weder von der Größe noch vom Vorzeichen abhängig. Durch Formanisotropie kann der Widerstand von der Größe der Magnetisierung abhängig gemacht werden. Es ergibt sich ein magnetisch anisotropes Verhalten entlang einer magnetisch harten und einer magnetisch weichen Achse: Mx Mx +Ms +Ms Hc Hx -H k +H k Hx -Ms -Ms magnetisch hart magnetisch weich Entlang der magnetisch weichen Achse gilt für die Feldstärke Hy < Hk : My (Hy ) = Hy b d Ms , für Hy < Hk Hk hart H Ms θ Mx j leicht (3.147) My l Weist die Magnetisierung eine Komponente in y-Richtung auf so ergibt sich: und somit: My = sin(θ) Ms (3.148) Hy = sin(θ), für Hy < Hk Hk (3.149) 56 durch Umformung erhält man 1− Hy Hk 2 = cos2 (θ), für Hy < Hk (3.150) und somit ergibt sich für den Widerstand durch Einsetzen in obige Formel: " # Hy 2 1 1 , für Hy < Hk ρs + (ρp − ρs ) 1 − R(θ) = bd bd Hk R = 1 ρs , für Hy > Hk bd (3.151) (3.152) R -1 +1 Hy Hk Bilden Magnetfeld und Stromrichtung einen Winkel von 45◦ so ergibt sich eine Linearisierung. Dies kann durch Aufbringen von leitfähigen Metallelektroden (,,Barber Poles“) im 45 Grad Winkel zur X-Achse erreicht werden. Barber Pole Solche Materialien zeichnen sich durch einen großen Magnetowiderstand und eine zur messenden Feldstärke angepassten Anisotropiefeldstärke Hk aus. Es sind in erster Linie binäre und ternäre Legierungen aus Ni, Fe und Co, wobei Permalloy (Ni/Fe 81/19) eine besondere Rolle spielt, da hier keine Magnetostriktion auftritt. 57 3.12.2.6. Supraleitende Magnetfeldsensoren Cooperpaare: zwei Elektronen (Fermionen) wechselwirken über Phonen (Gitterverzerrung) ⇒ Bosonen Bosonenwellenfunktion: p Ψ(~r) = ns (~r)eiϕ(~r) (3.153) ns (~r) ist dabei die Cooperpaardichte. Alle Cooperpaare bilden einen makroskopischen Quantenzustand, der sich durch eine Wellenfunktion beschreiben lässt. Das heißt der Zustand wird nicht nur durch eine reelle Größe der Cooperpaardichte, wie die Dichte des Wassers bei der Beschreibung des Phasenübergangs von Wasser, sondern zu der korrekten Beschreibung des Zustands benötigt man noch die komplexe Phase. Die Kohärenzlänge ξ ist die charakteristische Länge auf der sich die Cooperpaardichte ändern kann. Der supraleitende Zustand kann durch folgendes Bild als ein Halbleiter interpretiert werden, bei dem die doppelte Bindungsenergie der Cooperpaare als Bandlücke gedeutet wird. Die in Cooperpaaren kondensierten Elektronen sind Bosenen und können damit auch einen Zustand mehrfach und nicht nur einfach besetzen. E 2∆ N(E) Bei einer Temperatur, die von Null verschieden ist werden einige Cooperpaare thermisch aufgebrochen, weshalb ein Teil der Elektronen Zustände oberhalb der Bandlücke besetzten. Magnetischer Fluss wird aus dem Inneren des Supraleiters verdrängt. Er kann nur noch Öffnungen durchdringen. Aber dieser Fluss kann nicht jeden beliebigen Wert annehmen, sondern er 58 ist quantisiert. Dies hängt direkt mit der Bosonenwellenfunktion zusammen. Geht man auf einem Ring um die Öffnung im Supraleiter muss die Phase der Wellenfunktion an jedem Ort einen eundeutigen Wert annehmen. B SL Mit Hilfe der Elektrodynamik lässt sich schreiben: I I I ~ r) · d~s = ~ gradϕ(~r) · d~s µ0 λ2 ~js (~r) · d~s + A(~ es | {z } | {z } | {z } =0 Flußquant: =ΦA (3.154) 2πn~/es h Φ0 = = 2.0678 · 10−15 T esla m2 es (3.155) 3.12.2.6.1. Der Josephson-Kontakt Sl1 |Ψ| I Ψ1 Sl2 Ψ2 x p Ψ(r) = ns (~r)eiϕ(~r) ∂Ψ2 i~ = E2 Ψ2 + KΨ1 ∂t ∂Ψ1 i~ = E1 Ψ1 + KΨ2 ∂t 59 (3.156) (3.157) (3.158) dns1 dt dns2 dt dϕ1 dt dϕ2 dt 2K √ ns1 ns2 sin(ϕ2 − ϕ1 ) ~ 2K √ ns1 ns2 sin(ϕ2 − ϕ1 ) = − ~r E1 K ns2 cos(ϕ2 − ϕ1 ) − = − ~ ns1 ~ r E2 K ns1 cos(ϕ2 − ϕ1 ) − = − ~ ns2 ~ = 2Kn sin(ϕ2 − ϕ1 ) → J = JC sin(∆ϕ) ~ 2eV ~(ϕ̇2 − ϕ̇1 ) = E2 − E1 → ∆ϕ̇ = ~ ṅs,1 = −ṅs,2 = J Stromdichte; JC kritische Stromdichte Josephson-Gleichungen 3.12.2.6.2. Das Superconducting Quantum Interference Device Strom Die Strom/Spannungs-Charakterisitik c Φ = nΦ0 Versorgungsstrom Φ = (n+1/2)Φ0 Spannung 60 (3.159) (3.160) (3.161) (3.162) (3.163) (3.164) Zusammenhang zwischen Spannungsabfall und magnetischem Fluss Φ0 ∆V Spannung Flußquant ∆Φ magnetischer Fluß Da der Zusammenhang zwischen in ein SQUID eingekoppelter magnetischer Fluss und die Änderung der Spannungsabfalls über das SQUID sich periodisch ändert mit der Periode eines Flussquants und ist somit natürlich nicht eindeutig. Das bedeutet, dass die Angabe einer Spannung nicht eindeutig auf einen Fluss abgebildet werden kann. Somit wären nur Änderungen magnetischer Flüsse im Umfang unter einem halben Flussquant eindeutig messbar. Um diesen Nachteil auszuräumen, wird die so genannte flux-locked loop verwendet. Dabei verwendet man zwei, schon eingeführte Prinzipien: 1. ein phasensensitiver Verstärker, um die die Ableitung der Spannungs/Fluss-Beziehung zu messen 2. das Kompensationsprinzip, um den Fluss dem das SQUID ausgesetzt ist konstant gehalten wird, in dem der externe Fluss durch eine kleine Spule kompensiert wird. Das mit einem konstanten Strom versorgten SQUID ist dem externen Magnetfeld ausgesetzt. In der Nähe befindet sich auch noch eine kleine Spule deren Magnetfeld ebenfalls das SQUID durchdringen kann. Die Spannungsänderungen des SQUIDs werden als Strom durch einen Transformator und einen Widerstand abgegriffen. Die Spannungsänderungen werden von einem Verstärker vergrößert und mit einer Wechselspannung multipliziert. Außerdem moduliert die Wechselspannung das Magnetfeld durch das SQUID. Das Produkt der Multiplikation wird zeitgemittelt (tiefpassgefiltert) und einem Ausgangsverstärker zugeführt. 61 lock-in Trafo Stromquelle Ausgang SQUID Wechselspannungsquelle Cryo Verstärker Multiplizierer Integrator Magnetometer Wir ein SQUID verwendet, um Magnetfelder zu messen lässt sich die Empfindlichkeit weiter steigern, indem ein so genannter Flusstransformator aus einem supraleitenden Draht benutzt. Wird der Flusstransformator einem magnetischen Feld ausgesetzt, beginnt in ihm ein Suprastrom zu fließen, der Proportional zur Gesamtfläche des Transformators und zum Magnetfeld ist. Durch die Mehrfachwicklung direkt über dem SQUID wird and dieser Stelle ein überhöhtes magnetisches Feld erzeugt, welches dann vom SQUID deutlich empfindlicher gemessen werden kann. Gradiometer Ein Gradiometer ist nur auf die Gradienten magnetischer Felder empfindlich. Das bedeutet, dass der konstante Anteil des Magnetfeldes unterdrückt wird. Die beiden Windungen des hier verwendeten Flusstransformators, die räumlich möglichst weit voneinander getrennt sind, haben unterschiedlichen Wicklungssinn. Wird nun ein homogenes R Magnetfeld ~ ·~ndA = 0 angelegt, so ist der fließende Suprastrom Null, da der gesamt Fluss Null ist, da B (~n ist dabei die Flächennormale der durch den Flusstransformator aufgespannte Fläche A). Erst ein vertikaler Gradient in der Vertikalkomponente des Magnetfeldes in unten dargestellten Anordnung erzeugt ein Suprastrom. Voltmeter Wird an den Flusstransformator über einen Widerstand eine Spannung angelegt so fließt ein Strom durch diesen, welcher wieder ein magnetischen Fluss im SQUID erzeugt, der proportional zur angelegten Spannung ist. Somit lassen sich sehr empfindlich Spannungen messen. 62 Flußtransformator Magnetometer Gradiometer Voltmeter Magnetfelder 10−15 Tesla entspricht dem 1011 ten Teil des Erdmagnetfeldes Spannungen 10−14 = 10fV ca. 105 mal empfindlicher als die empfindlichsten Halbleitervoltmeter Energie die mit einer Änderung des Magnetfeldes verbunden ist: typisch 10−32 Joule Anheben eines Elektrons im Gravitationsfeld um einen Millimeter Die sensitivsten Messgeräte erreichen das durch die Unschärferelation gesetzte Limit. 63 magnetic field Earth field 10µT Urban noise 100nT 10nT Car at 50 m Lung particles 1nT Screwdriver at 5 m 10pT Human heart Skeletal muscles Fetal heart Human eye Transistor IC chip at 2 m 1pT Human brain (a) Transistor die at 1 m 100fT 100pT Biomagnetic fields Enviromental fields 1µT Human brain (response) 3.12.3. Umsetzung von thermischen Größen 3.12.3.1. Thermowiderstands-Effekt Bei allen Materialien weist die spezifische elektrische Leitfähigkeit σ eine Temperaturabhängigkeit auf, die zur Bestimmung der Temperatur genutzt werden kann. Für die Stromdichte durch ein Material gilt: ~ ~j(T ) = σ(T )E (3.165) weiterhin gilt für die Leitfähigkeit: σ(T ) = qµ(T )n(T ) (3.166) µ ist die Beweglichkeit der Ladungsträger und n deren Konzentration. Für nicht-ferromagnetische Metalle erhöht sich der spezifische Widerstand mit T 5 bei tiefen Temperaturen und nimmt bei Erreichen des absoluten Nullpunkt einen endlichen Wert an. 3.12.3.1.1. Thermowiderstands-Effekt in Metallen Da sich bei Metallen die Anzahl der freien Elektronen nur sehr wenig mit der Temperatur ändert, ist die Temperaturabhängigkeit hauptsächlich durch die Änderung der Elektronenbeweglichkeit bestimmt. Bei Temperaturen in der Nähe des absoluten Nullpunkts ist der Widerstand in Metallen nur durch den durch Verunreinigungen bestimmten Restwiderstand bestimmt (T = 0). Der Widerstand steigt dann für kleine Temperaturen proportional zu T 5 an, um dann bei höheren Temperaturen annähernd linear zu steigen. 1. T → 0 Widerstand konstant 64 2. T klein → Widerstand ∝ T 5 3. T groß → Widerstand ∝ T (Temperaturkoeffizienten im Bereich 3, 5...4, 5 · 10−3 /K) Als Widerstandmaterialien werden meist Edelmetalle verwendet, da diese eine hohe Langzeitstabilität aufweisen. Es kommen Materialien wie Platin, Nickel, Iridium und Molybdän zum Einsatz. Die Widerstandskennlinie kann in einem Bereich von –200 bis 650˚C wie folgt angegeben werden: R(T ) = R0 [1 + αT + βT 2 + γT 3 (T − 100◦ C)] (3.167) R0 = 100Ω α = 3, 90802 · 10−3 (◦ C)−1 β = −5, 802 · 10−7 (◦ C)−2 γ = −4, 27350 · 10−12 (◦ C)−4 für T < 0◦ C γ = 0(◦ C)−4 für T > 0◦ C 3.12.3.1.2. Thermowiderstands-Effekt in Elementhalbleitern Für die Leitfähigkeit in halbleitenden Materialien gilt, da es in diesen Materialien Löcher und Elektronen gibt: σ(T ) = q(µn (T )n(T ) + µp (T )p(T )) (3.168) Hierbei sind µn und µp die Beweglichkeiten für Elektronen und Löcher und n und p die Ladungsträgerkonzentrationen. Dies ist so zu interpretieren, dass ein Elektronen und ein Löcherstrom fließt. Meist sind in Halbleitern neben den reinen Elementen des Halbleiters auch noch Verunreinigungen (Dotieratome) enthalten. Diese befinden sich energetisch in der verbotenen Zone und lassen sich aufgrund ihrer geringen Abstände zum Valenzband im Falle von so genannten Akzeptor-Atomen (p-Dotierung) bzw. zum Leitungsband im Falle von Donator-Atomen (n-Dotierung) sehr leicht ionisieren. Deshalb können die abgegebenen Löcher bzw. Elektronen schon bei relativ niedrigen Temperaturen zum Stromfluss beitragen. Grob lässt sich das Temperaturverhalten der Konzentration freier Ladungsträger in drei Bereiche unterteilen: 65 1. bei hohen Temperaturen ist die Änderung der Ladungsträgerkonzentration durch eine Anregung über die Bandlücke hinweg bestimmt. Alle Dotieratome sind ionisiert. 2. bei mittleren Temperaturen sind immer noch alle Dotieratome ionisiert. Allerdings sind Anregungen über die Bandlücke hinweg nicht mehr möglich. 3. Bei tiefen Temperaturen ,,frieren“ die Dotieratome aus. Nun können auch sie nicht mehr thermisch ionisiert werden. Schematische Darstellung der Ladungsträgerkonzentration über der Temperatur Die Leitfähigkeit in Halbleitern ist etwas komplizierter, da man auch noch die Änderung der Beweglichkeit der Ladungsträger berücksichtigen muss. Bei tiefen Temperaturen nimmt diese erst zu, um dann bei hohen Temperaturen wieder abzufallen. 3.12.3.1.3. Keramikwiderstande als Heißleiter (NTC) Bei diesen Materialien werden Ladungsträger ebenfalls durch thermisch aktivierte Prozesse generiert. Somit nimmt auch hier der Widerstand mit der Temperatur ab. Sie bestehen typischerweise aus zwei und dreiwertigen Me8+ tallen und Sauerstoff A2+ B3+ 2 O4 die Kristall-Struktur wird Spinell-Struktur genannt. In diesen Materialien findet Elektronentransport durch so genannten Hopping-Transport (Hüpf-Prozesse) statt, d.h. Elektronen müssen immer wieder Barrieren überwinden. Der Vorgang kann in diesem Fall durch Diffusion beschrieben werden: −WA (3.169) D(T ) = D0 (T ) exp kB T Mit Hilfe der Einsteinbeziehung ergibt sich für die Beweglichkeit der Ladungsträger: D0 (T ) −WA µ(T ) = q exp kB T kB T 66 (3.170) Dieser Widerstand ist stark nichtlinear und wird in erster Linie für Temperatursicherungen verwendet, wobei er parallel zu einem Verbraucher geschaltet wird und diesen kurzschließt, wenn die Temperatur zu weit ansteigt. Durch Selbstheizeffekte kann der Widerstand immer weiter abnehmen. 3.12.3.1.4. Keramikwiderstande als Kaltleiter (PTC) Kaltleiter bestehen aus Metalloxidmischkristallen Wie BaO, CaO, SrO und ZrO2 . Sie sind ferroelektrisch und meistens ist ihre Kristallstruktur eine Perowskitstruktur. Es ergeben sich mikrokristalline Strukturen, bei denen der Widerstand durch die Leitfähigkeit der Korngrenzen bestimmt wird. In den Korngrenzen baut sich eine Verarmungszone durch Sauerstoffatome auf, die als Akzeptor wirken und es resultiert eine Potentialdifferenz Ψ0 . Die Temperaturabhängigkeit hat somit folgende Gestalt: Ψ0 R(T ) = R0 exp (3.171) kB T Der Widerstand kann sich ohne weiteres um 3 bis 6 Größenordnungen ändern. 3.12.3.2. Temperatureffekte bei Halbleiterübergängen Die Shockley-Gleichung beschreibt einen idealen pn-Übergang in Halbleitern: eVD −1 ID (VD , T ) = IS exp nkB T (3.172) In der Shockley-Gleichung bezeichnet ID den Strom durch die Diode, IS ≈ 10−14 A den Sättigungsstrom, e=1,6·10−19 C die Elementarladung, VD die an die Diode angelegte Spannung, n∈[1...2] (typischerweise) die so genannte Idealität, kB =1,38·10−23 J/K die Boltzmann-Konstante und T=293K (Zimmertemperatur) die Temperatur. Die Diodenkennlinie kann zur Temperaturmessung genutzt werden. Durch Umstellen der Gleichung ergibt sich für den Fall, dass der Strom durch die Diode deutlich größer als der Sättigungsstrom ID Is : nk ID VD = ln T (3.173) e Is Die Steilheit lässt sich durch den Strom durch die Diode einstellen. Allerdings muss bedacht werden, dass der Sättigungsstrom Is temperaturabhängig ist. Auch diese Temperaturabhängigkeit kann zur Temperaturmessung herangezogen werden. Wird die Diode von einem konstanten Strom in Durchlassrichtung durchflossen, so ergibt sich eine temperaturbedingte Änderung der Spannung an der Diode (dVD /dT=2mV/K). In Sperrrichtung verdoppelt sich der Sperrstrom einer Diode, wenn sich die Temperatur der Diode um 10K ändert (Boltzmannfaktor vgl. Reaktionskinetik in der Chemie). 3.12.3.3. Thermoelektrische Effekte Ganz allgemein beeinflussen nicht nur elektrische Felder die Bewegung von Ladungsträgern sondern auch Temperaturgradienten, da ein Unterschied der Temperatur an verschiedenen Orten eine unterschiedliche Diffusionskonstante der Ladungsträger zur Folge hat. So diffundieren Ladungsträger aus Bereichen hoher Temperatur in Bereiche mit niedrigerer Temperatur. Durch Temperaturunterschiede ergibt sich zunächst ein ausgleichender Diffusionsstrom, der schließlich in einer Spannung 67 im Gleichgewicht resultiert. Somit lässt sich ganz allgemein für die elektrischen Stromdichten ~j und die Thermostromdichten ~jth schreiben: ~ + β̂ · ∇T ~ ~j = σ̂ · E ~ + ξˆ · ∇T ~ ~jth = γ̂ · E (3.174) (3.175) σ̂, β̂, γ̂, ξˆ sind kartesische Tensoren 2. Stufe, deren Koeffizienten magnetfeldabhängig sind. Diese Gleichungen lassen sich auch in folgender Form darstellen: ~ = ρ̂(H) ~ · ~j + Ŝ(H) ~ · ∇T ~ E ~ · ~j + κ̂(H) ~ · ∇T ~ ~jth = Π̂(H) (3.176) (3.177) ~ und ~jth durch die experimentell leicht Diese Schreibweise hat den Vorteil, dass die Größen E ~ ~ zu kontrollierenden Größen j und ∇T ausgedrückt werden. Dabei hängen die unterschiedlichen Tensoren in der folgenden Form miteinander zusammen: ρ̂ = 1 β̂ γ̂ β̂ , Ŝ = − , Π̂ = , κ̂ = γ̂ · − ξˆ σ̂ σ̂ σ̂ σ̂ (3.178) Es sind nicht alle 36 Koeffizienten, die hierbei auftauchen voneinander unabhängig. Durch die Onsager-Relation der Thermodynamik irreversiebler Prozesse ist ein Teil der Koeffizienten miteinander verknüpft. ~ ~ ρik (H) = ρki (−H) ~ ~ κik (H) = κki (−H) ~ ~ Πik (H) = T Ski (−H) (3.179) (3.180) (3.181) Somit ergeben sich noch 21 unabhängige Koeffizienten. Aus der ersten dieser Gleichungen folgt, dass der Longitudinale Magnetowiderstand nur quadratisch vom Magnetfeld abhängen kann ~ 2 ). ρii (H Es werden vier unterschiedliche thermoelektrische Effekte unterschieden, zwei longitudinale und zwei transversale. In der oben eingeführten Notation lassen sich diese wie folgt formulieren: Longitudinale Effekte 1. Der Peltiereffekt: jxth , ∇x T = 0 (3.182) jx Der Peltiereffekt beschreibt den Einfluss eines elektrischen Stromes auf einen Wärmestrom. Π= 2. Der Seebeckeffekt: Ex , jx = 0 (3.183) ∇x T Hier wird der Effekts eines Gradienten in der Temperatur auf ein elektrisches Feld beschrieben. S= Peltier- und Seebeckeffekt sind über die Thomson-Relation miteinander verknüpft Π=T ·S 68 (3.184) Transversale Effekte 1. Der Ettingshauseneffekt: ε= 1 ∇y T · , Bz jx jyth = jy = ∇x T = 0 (3.185) Unter Vermittlung eines magnetischen Feldes in z-Richtung ergibt sich durch ein Stromfluss in x-Richtung ein Temperaturgradient in y-Richtung. 2. Der Nernsteffekt: Ey 1 · , jx = jy = jyth = 0 (3.186) Bz ∇x T Hier verursacht unter Vermittlung eines Magnetfeldes in z-Richtung ein Gradient in der Temperatur in x-Richtung ein elektrisches Feld in y-Richtung. ε= Zur Temperaturmessung wird in erster Linie der Seebeckeffekt genutzt. Dabei wird die sich einstellende Spannung bei Kontakt mit einem Material mit einem anderen Seebeckkoeffzienten vermessen. Metall Sb Fe Cd Cu Thermoelektrische Spannungsreihe Ag Pb, Al Hg, Pt Ni Bi Thermoelektrische Materialkombination Cu – Cu Cu – Ag Cu – Au Cu - Pb/Sn Cu – Si Cu – Kovar Cu – CuO Seebeck-Koeffzient [mV/100K] 4.7 1.7 0.8 0.7 0.65 0.4 0 -1.5 -7.3 Koeffizienten nach Keithley Thermoelektrisches Potential 0,2µV/K 0,3µV/K 0,3µV/K 1–3µ/K 400µV/K 40–75µV/K 1000µV/K 3.12.3.4. Pyroelekrische Effekte In manchen unsymmetrischen Kristallen mit polaren Achsen tritt spontan eine elektrische Polarisation auf. Die temperaturabhängige Änderung dieser Polarisation wird als pyroelektrischer Effekt 69 bezeichnet. Damit resultiert auch eine temperaturabhängige Änderung der Oberflächenladung, die sich durch aufgebrachte Ladungen messen lassen. Auch hier wird der Effekt als linearer Effekt durch eine Koeffizientenmatrix charakterisiert: ↔ ∆P~ = p T · ∆T~ (3.187) Für die Spannungsänderung ergibt sich, wenn man nur eine Richtung berücksichtigt: |∆V | = pT,x · A · ∆T~ C (3.188) Dabei bezeichnet A die Querschnittsfläche und C die Kapazität des Pyroelektrikums. 3.12.4. Umsetzung optischer und strahlungstechnischer Größen 3.12.4.1. Äußerer Photoeffekt λG = E = h · ν ≥ ΦA + Φ (3.189) 1, 24µm h·c = ΦA + Φ (ΦA + Φ)[eV ] (3.190) Die Photozelle reagiert fast instantan auf die einfallenden Photonen. Es sind daher Frequenzen bis 10GHz messbar. Durch Einfüllen eines Edelgases kann man über Ionisation eine Verstärkung des Signals erreichen, allerdings mit dem Nachteil, dass die Zelle langsamer reagiert, da das Neutralisieren der Ionen Zeit braucht (Totzeit, wie beim Geiger-Müller Zählrohr). Eine deutliche Verstärkung kann durch Einfügen zusätzlicher Elektroden, sogenannter Dynoden, die auf einem Potential zwischen Kathode und Anode gehalten werden, erfolgen. Durch Sekundärelektronenerzeugung erfolgt dann die Vervielfachung. Experimenteller Aufbau beim externen Photoeffekt I V Anode Photokathode 70 Kennlinie des externen Photoeffekt I/µA 6 2000 lx 5 4 3 1000 lx 2 500 lx 1 20 100 V/V Vervielfachung der Photoelektronen durch einen Photomultiplier Die aus der Photokathode ausgelösten Elektronen werden durch eine Hochspannung zur ersten Dynode hin beschleunigt, beim Auftreffen auf diese Dynode schlagen die Elektronen zusätzliche frei, dadurch erhöht sich die Anzahl der freien Elektronen. Durch die weitere Verschaltung von Dynoden wird dieser Effekt mehrfach hintereinander ausgenutzt (Verstärkungen liegen im Bereich 103 – 108 ). Somit werden Empfindlichkeiten von 0,1 bis 10A/lx erreicht. Durch Laufzeitunterschiede weitet sich allerdings der Impuls immer weiter auf, so dass die zeitauflösung darunter leidet (Laufzeit im Bereich 8–135ns, Anstiegszeit 1–10ns). Die Spannungen an den einzelnen Dynoden wird durch eine Widerstandkaskade erzeugt. Eine Abwandlung des Photomulitpliers ist der Kanalvervielfacher. Hierbei wird die Spannung durch eine widerstandbehaftete Beschichtung des Kannals kontinuierlich verändert. 71 Kanalvervielfacher Durch eine parallele Anordnung vieler (104 –107 ), kleiner (∅10 − 25µm) dieser Kanäle ist es möglich eine Ortsauflösung zu erreichen. Ein weitere Effekt dieser Anordnung besteht in einer deutlich kürzeren Ansprechzeit (1ns bei Verstärkung 108 ). Mikrokanalplatten 3.12.4.2. Innerer Photoeffekt 3.12.4.2.1. Photowiderstand Beim Photowiderstand ändert sich die Leitfähigkeit des Widerstands dadurch, dass durch die absorbierten Photonen Elektronen aus dem Valenzband in das Leitungsband angeregt werden. Damit erhöht sich die Konzentration der frei beweglichen Ladungsträger und der Strom durch den Photowiderstand erhöht sich bei gleichbleibender angelegter Spannung. I = enµEA (3.191) Dabei ist e die Elementarladung, n die Konzentration der freien Ladungsträger, µ deren Beweglichkeit, E das angelegte elektrische Feld (V /d) und A die Querschnittsfäche. 72 Banddiagramm von Halbleitern 3.12.4.2.2. Photodiode Es gibt grundsätzlich zwei Betriebsarten für eine Photodiode: 1. ohne angelegte Spannung an der Diode. Hier wird der generierte Photostrom über einen Lastwiderstand abgeleitet und der Spannungsabfall an diesem als Messgröße verwendet. 2. Es wird eine Spannung in Rückwärtsrichtung angelegt um die generierten Ladungsträger abzusaugen“. ” Der spannungslose Fall: Hier besteht der Vorteil, dass durch ein geringeres Rauschen sich eine erhöhte Nachweisempfindlichkeit ergibt. Der Nachteil besteht allerdings in einer lengsamen Ansprechziet im Bereich einiger zig Millisekunden. Prinzipielle Beschaltung des Photoelements Kennline des Photoelements Reale Beschaltung des Photoelements Ersatzschaltbild 73 Der Fall mit angelegter Rückwärtsspannung: Wie schon erwähnt kann durch anlegen einer Rückwärstspannung die Ansprechgeschwindigkeit deutlich gesteigert werden. Außerdem ist es möglich durch eine Lawinenvervielfachung der Ladungsträger, eine Verstärkung des Photostroms zu erreichen. Kennline des Photodiode Prinzipielle Beschaltung des Photodiode Reale Beschaltung der Photodiode Beschaltung zur Auswertung von Lichtpulsen Sonderbauformen von Photodioden: 74 Aufbau eines postionssensitiven Detektors (PSD) Prinzipielle Beschaltung des PSDs 3.12.4.2.3. Phototransistor Aufbau eines Phototranssistors Ersatzschaltbild des Phototransisitors Kennline des Phototransistors Beschaltung eines Phototransisitors 75 3.13. Grundlagen der Magnetischen Kernspinresonanz 3.13.1. Klassische Behandlung Im ersten Abschnitt dieses Kapitels soll eine einfache klassische Betrachtung der magnetischen Kernresonanz vorgestellt werden, die in der Lage ist, die Physik in einfacher Form darzustellen. Aber wie so oft reicht diese Darstellung nicht aus, um die Einzelheiten der magnetischen Kernresonanz zu verstehen. 3.13.1.1. Die Blochgleichungen Die Atomkerne besitzen ein magnetisches Dipolmoment, den Spin µ ~ . Klassisch wir dies oft mit der Rotation eines geladenen Teilchens verglichen, welches das Drehmoment J~ besitzt. Damit ergibt ~ Der Proportionalitätsfaktor wird gyromagnetisches Verhältnis genannt sich der Spin zu µ ~ = γ J. und ist eine quantenmechanische, kernspezifische Größe. Das diese Erklärung nicht ganz richtig sein kann, sieht man an der Tatsache, dass auch das Neutron, welches natürlich keine Ladung trägt, ebenfalls einen Spin besitzt. ~ 0, Zunächst betrachten wir uns die Bewegungsgleichung eines Spins im äußeren Magnetfeld B d ~ ~ 0 und µ ~ So ergibt sich folgende indem wir das Drehmoment berücksichtigen dt J = J~ × B ~ = γ J. Differentialgleichung: ~0 µ ~˙ = µ ~ ×γB (3.192) oder in Komponentendarstellung, wenn das angelegte äußere Magnetfeld nur eine Komponente in ~ 0 = {0, 0, B0 }besitzt: z-Richtung B µ̇x = γ B0 µy (3.193) µ̇y = −γ B0 µx (3.194) µ̇z = 0 (3.195) Benutzt man die Definition µ+ = µx + iµy , so lässt sich die Lösung der Differentialgleichung wie folgt darstellen: µ+ = µ+ (0) exp(iω0 t) (3.196) ω0 = −γB0 (3.197) µx = µ(0) cos(ω0 t) (3.198) µy = µ(0) sin(ω0 t) (3.199) µz = const. (3.200) mit eine mögliche Lösung besitzt die Form: ~ 0 = {0, 0, B0 } mit einer Im Laborsystem präzediert ein klassischer Dipol um das Magnetfeld B Lamor- Frequenz ω ~ 0 = {0, 0, ω0 } 76 Für die weiteren Betrachtungen ist es sehr nützlich in das rotierende Koordinatensystem zu wechseln. Somit ergibt sich für die Zeitentwicklung des magnetischen Dipolmoments, wenn das Koordinatensystem mit ω ~ ≈ω ~ 0 rotiert: d 0 d µ ~ = µ ~ −ω ~ ×µ ~ dt dt (3.201) ~0 = Im Fall des frei präzedierenden Kernspins lautet die Transformationsgleichung mit µ ~˙ = µ ~ ×γ B −~ µ×ω ~ 0 und ∆~ ω=ω ~0 − ω ~: d 0 µ ~ = ∆~ ω×µ ~. (3.202) dt Nachdem wir bisher nur die Bewegung des Magnetischen Moments in einem konstanten äußeren Feld betrachtet haben, soll nun der Fall eines konstanten Magnetfelds in z-Richtung und einem überlagerten zirkular polarisiertem, magnetischen Wechselfeld in der x/y-Ebene betrachtet werden: ~ B(t) = {B1 sin(ωt), B1 cos(ωt), B0 } (3.203) Somit ergibt sich mit Hilfe der Transformationsgleichung für die Präzessionsgleichung d 0 ~0 × µ µ ~ = −γ B ~ dt (3.204) ~ 0 im rotierenden wobei das Koordinatensystem mit ω ~ = {0, 0, ω}rotiert. Das effektive Magnetfeld B Koordinatensystem lässt sich wie folgt formulieren: ~ 0 = {0, B1 , B0 + ω } B γ 0 ~ ω ~ ef f = −γ B = {0, ω1 , ∆ω} (3.205) (3.206) wobei ω1 = −γB1 gilt. Im resonanten Fall ω ~ = ω ~ 0 sieht der Kernspin im rotierenden Koordinatensystem ein statisches Feld in y-Richtung, um welches er präzediert. Im Experiment werden natürlich nicht einzelne Kernspins gemessen sondern ganze Ensembles, die eine makroskopische Magnetisierung repräsentieren: X ~ = M µ ~i (3.207) i Für die makroskopische Bewegungsgleichung der frei präzedierenden Spins ergibt sich: d ~ ~ M =ω ~ ef f × M dt 77 (3.208) und in Komponentenschreibweise lässt sich formulieren: Ṁx = −∆ω My + ω1 Mz (3.209) Ṁy = ∆ω Mx (3.210) Ṁz = −ω1 Mx (3.211) Da die Spins sich in einem Festkörper befinden sind sie in der Realität natürlich nicht frei, sondern sie wechselwirken mit dem Gitter. Dies führt zu einer Gleichgewichtsmagnetisierung der Form ~ 0 = {0, 0, M0 }. Wird im Experiment ein Zustand M ~ (t = 0) 6= M ~ 0 präpariert, dann wird dieser M Zustand exponentiell mit der Spin-Gitter-Relaxationszeit T1 dem Gleichgewichtszustand zustreben, während die Komponenten Mx und My mit der Spin-Spin-Relaxationszeit T2 auf Null abfallen. Dieser Vorgang kann durch phänomenologische Dämpfungsterme in der Bewegungsgleichung beschrieben werden: Ṁx = −∆ω My + ω1 Mz − 1 Mx T2 1 My T2 1 = −ω1 Mx − (Mz − M0 ) T1 (3.212) Ṁy = ∆ω Mx − (3.213) Ṁz (3.214) 3.13.1.2. Kontinuierliche Hochfrequenzeinstrahlung Zunächst soll der Fall einer kontinuierlichen Hochfrequenzeinstrahlung betrachtet werden. Dies ~˙ 0 = 0: führt zu einem stationären Betrachtung der Blochgleichungen M Mx = My = Mz = T2 ω 1 M0 1 + (T2 ∆ω)2 + T1 T2 ω12 T22 ∆ωω1 Mx 1 + (T2 ∆ω)2 + T1 T2 ω12 1 + (T2 ∆ω)2 ω1 M0 1 + (T2 ∆ω)2 + T1 T2 ω12 (3.215) (3.216) (3.217) Somit ergibt sich folgender Zusammenhang zwischen den einzelnen Komponenten der Magnetisierung und der Frequenzverstimmung: 78 3.13.1.3. Einstrahlen von Hochfrequenzpulsen Mit Hilfe der Blochgleichungen kann man die Zeitentwicklung der Magnetisierung bei Einstrahlung von Hochfrequenzpulsen unter den vereinfachenden Annahmen, dass die Einstrahlung resonant ω ~ =ω ~ 0 erfolgt und unter Vernachlässigung der Relaxation (T1 = T2 = ∞). Setzen wir an, dass ~ (t = 0) = {0, 0, M0 }gilt, wenn zum Zeitpunkt t = 0 der Hochfrequenzpuls eingeschaltet wird: M ~ (t) = {M0 sin(ω1 t), 0, M0 cos(ωt)} M und nach dem Ausschalten nach der Zeit tp : bei ω1 tp = π 2 ~ (tp ) = {M0 , 0, 0} (90˚-Puls): M ~ (tp ) = {0, 0, −M0 } und bei ω1 tp = π (180˚-Puls): M Die Verhältnisse bei einem 90˚-Puls in Vektordarstellung: 79 (3.218) 3.13.1.4. Freie Präzession (FID) ~ (t = 0) = {M0 , 0, 0} Durch Einstrahlen eines 90˚-Pulses sei die Magnetisierung in den Zustand M präpariert worden. Nun Relaxieren die im Experiment gemessenen Größen Mx (t) und My (t) und man erhält folgende Zeitentwicklung: t Mx (t) = M0 cos(∆ωt) exp T2 t Mx (t) = M0 sin(∆ωt) exp T2 (3.219) (3.220) 3.13.1.5. Spin-Echos Wird nach einer Zeit τ nach dem Einstrahlen eines 90˚-Pulses ein 180˚-Puls (Pulslänge tp = ωπ1 τ ) entlang der y-Achse des rotierenden Koordinatensystems eingestrahlt, so kann aus den BlochGleichungen abgeleitet werden, dass Mx (τ ) sein Vorzeichen wechselt, während My (τ ) unverändert bleibt. Man erhält ein Echo nach einer Zeit von 2τ : Mx (2τ ) = −M0 exp Mx (2τ ) = 0 80 −2τ T2 (3.221) (3.222) Somit eignet sich die Messung der Echo-Signalamplitude in Abhängigkeit von τ zur Bestimmung der Spin-Spin-Relaxationszeit T2 . 3.13.1.6. T1 -Messung Die Spin-Gitter-Relaxationszeit T1 lässt sich messen, indem man zunächst einen 180˚-Puls und nach der Wartezeitτ den Momentanwert von Mz (τ )durch einen 90˚-Puls abfragt, indem dieser in eine messbare Quermagnetisierung gewandelt wird. Der Anfangswert der freien Präzission (FID) ist ein Maß für die teilweise zurückrelaxierte z-Magnetisierung: −τ Mz (τ ) = −M0 1 − 2 exp T1 Mx (2τ ) = 0 (3.223) (3.224) 3.13.1.7. Vektordiagramme Die Vorgänge im rotierenden Koordinatensystem lassen sich durch folgende Vektordiagramme veranschaulichen. Beginnend mit (a) wird durch ein 90˚-Puls die Magnetisierung in die x/y-Ebene geklappt (b). Dort beginnt sie mit einer freien Präzession. Dabei ergibt sich durch eine Dispersion ein Auseinanderlaufen der unterschiedlichen Spins (c). Durch anlegen eines 180˚-Pulses werden die x-Komponenten ins negative geklappt (d). In der Folge laufen nun die einzelnen Spins wieder zusammen (e), weshalb dann ein Echo gemessen werden kann. 81 3.13.2. Sondenkerne zur Bestimmung von lokalen Eigenschaften Für die NMR an organischen Systemen werden bestimmte Kerne, als so genannte Sondenkerne verwendet, die dazu benutz werden, um in einer lokalen Umgebung die Magnetfeldverhältnisse zu untersuchen. Hierfür wird wie schon erwähnt das Proton 1 H (I=1/2, γ/2π = 42,5759 MHz/T) , das Deuteron 2 H (I=1, γ/2π = 6,54 MHz/T) und das Kohlenstoffisotop 13 C (I=1/2, γ/2π = 10,70 MHz/T). Außerdem spielen 14 N, 15 N, 17 O, 19 F, 31 P und 35 Cl eine gewisse Rolle. Dabei erfahren die Kerne die wichtigsten Wechselwirkungen wie chemische Verschiebung (,,chemical shift (CS)“) und die Dipol-Dipol-Wechselwirkung (D). Diese sollen im Folgenden etwas erläutert werden. 3.13.2.1. Chemische Verschiebung Durch die Elektronen in der Atomhülle wird die Wirkung des angelegten Magnetfelds reduziert, indem in der Elektronenhülle Abschirmströme angeworfen werden. Allerdings ist auch der umgekehrte Fall denkbar, wie er beim Benzol zu beobachten ist. Hier wird das externe Magnetfeld durch ein induzierter Ringstrom im π-Elektronensystem verursacht allerdings führt das zu einer Feldüberhöhung im Außenbereich des Kohlenstoffrings und somit auch am Ort der Protonen, die nun ein erhöhtes Magnetfeld und somit ein chemische Verschiebung zu höheren Frequenzen zeigen. Die typische Frequenzänderung durch die Hüllenelektronen beträgt 200ppm, was etwa bei einem Magnetfeld von ca. 7T einer Frequenz von 15kHz entspricht. 82 3.13.2.2. Dipol-Dipol-Wechselwirkung Durch die Wechselwirkung der Dipole untereinander kann das erfahrene Magnetfeld der einzelnen Dipole unterschiedliche sein: Betrachten werden zwei chemisch gebundene Dipole so lässt sich leicht verstehen, dass abhängig von der Stellung des Dipols B das effektive Magnetfeld am Ort des Dipols A ist. Es ergeben sich vier verschiedene Konfigurationen in dieser Situation: 83 Es sind nun nur solche Übergänge erlaubt, bei denen eine Spin sich umkehrt, aber nicht mehr als einer. Somit gibt es zwei Übergänge, einer bei einem Flip des Kerns A und einen bei einem Flip des Kerns B. Somit ergeben sich vier Linien. Die Absorptionslinie des Kerns A ist in zwei Linien aufgespalten, die um die ursprüngliche liegen ähnliches gilt für die Linien des Kerns B: Bei drei gebundenen Kernen verkompliziert sich die Situation natürlich: Hierbei ergeben sich folgende unterschiedliche Konfigurationen wenn man den Dipol des Kerns A festhält: Betrachtet man wieder die unterschiedlichen erlaubten Übergänge und ihre zugehörigen Linien ergibt sich folgendes Bild: 84 Somit ist klar, dass die recht komplexe Niveauaufspaltung dazu genutzt werden kann, um die chemische Struktur von Molekülen mit Hilfe der Sondenkerne aufzuklären. Da die Verschiebung wie oben erwähnt linear mit dem Magnetfeld anwächst, die Unterscheidung unterschiedlicher Frequenzen aber durch die endliche Beobachtungsdauer (Relaxationsprozesse) begrenz ist, ist einleuchtend, dass zur Steigerung der Auflösung von NMR-Spektrometer ein höheres Magnetfeld benötigt wird. 3.13.3. Experimente 3.13.3.1. Aufbau eines Spektrometers Die Methoden die bei der Realisierung des Spektrometers zum Einsatz kommen sind uns wohl vertraut. Die Probe ist im linken Teil des Bildes dargestellt allerdings ohne den umgebenden 85 supraleitenden Magneten. Die Probe ist von der Sende- und Empfangsspule umgeben, welche teil eines Schwingkreises darstellet, der ein nichtlinearen Verstärker für die Resonanzfrequenz darstellt, die auf die Anregungsfrequenz des Sondenkerns abgestimmt ist. Ein Frequenzgenerator (in der Mitte des Bildes dargestellt) liefert das Hochfrequenzsignal, welches mit einem Rechteckpuls multipliziert wird. Diese Hochfrequenzpuls wird verstärkt und auf die Sendespule gegeben, Diese fungiert gleichzeitig als Empfangsspule und gibt ihr Signal an einen Vorverstärker ab. Nach dem Vorverstärker wird das empfangene Signal mit einem Referenzsignal des Hochfrequenzgenerators multipliziert und Tiefpass gefiltert. Ebenso wird das Signal mit dem um 90˚ phasenverschobenen HF-Generatorsignal multipliziert und Tiefpass gefiltert. Diese beiden Aufbereitungen stellen somit ein ,,Zweiphasen phasensensitiven Detektor“ dar. Damit ist es möglich das Signal (Realteil) wie auch die Quadratur (Imaginärteil) des Signals zu messen. Beides wiederum wird von einem Computer erfasst und einer weiteren Verarbeitung zugeführt. 3.13.3.2. Ein hochauflösendes NMR-Spektrometer in der Realität Spectrometer facts Height: 21 feet Weight: 16 tons (equal to about 12 Volkswagen New Beetles) Diameter: 8 feet Miles of superconducting wire: 180 miles, or enough to stretch from Richland to Seattle Cost: $7.2 million Years in development: 9 86 Bore size: 65 millimeters, or about two inches, compared with a narrow-bore magnet’s 51 millimeter size at room temperature Magnet’s stored energy: 27 megajoules (equivalent to a 30-ton truck driven at 100 mph) Power: 21.14 tesla - more than 10 times stronger than the most powerful magnetic resonance imagers used in hospitals Liquid nitrogen stored around magnet: 1,000 liters or about 2,800 12-ounce cans of soda pop Liquid helium stored around magnet: 1,500 liters or about 4,300 12-ounce cans of soda pop Superconductivity temperature: 2.2 degrees Kelvin, or 270 degrees below zero Manufacturer: Oxford Instruments of Oxford, England, and Varian Inc. of Palo Alto, Calif. 87 3.14. Grundlagen der Rastersondenmikroskopie Die Rastersondenmikroskopie gehört sicherlich zu einem der sich am schnellsten entwickelnden Bereiche der Physik. Unter dem Begriff Sondenmikroskopie finden sich ganz unterschiedliche Prinzipien wieder, denen gemein ist, dass eine mikroskopisch kleine Sonde — Tunnelspitze im Falle der Rastertunnelmikroskopie RTM (scanning tunneling microscope STM), eine Spitze im Falle der Rasterkraftmikroskopie RKM (atomic force microscope (AFM) oder scanning force microscope (SFM)), eine magnetische Spitze im Falle eines Rastermagentmikroskops RMM(magnetic force microscope (MFM)), einem winzigen Thermometer im Falle der Rasterthermomikroskops RThM (scanning thermo microscope (SThM)), eine winzige Elektrode im Falle der Rasterelektrochemischenmikroskps RECM (scanning electrochemical microscope (SECM), einer dünn ausgezogenem Lichtwellenleiters im Falle eines Rasternahfeldmikroskop (near field optical microscope (SNOM)) nur um ein paar zu nennen — dicht über eine Oberfläche geführt wird. TRANSPORT (dynamisch) STM Tunneln SThM Wärmeleitung SNOM Nahfeldoptik SNAM Nahfeldakustik SICM Sonde Ionenleitung Probe 88 FELDER (statisch) van der Waals Repulsion AFM chem. Bindung LFM Reibung Coulomb SCM magn. Kraft MFM Funktionsweise RXM Aufbau z piezoelektrische Stellglieder (x,y,z) y Wechselwirkung Sonde Probe x Steuerung +Regelung Abbildung Sonde Probe ungeregelt = Höhe konstant • WW variiert geregelt = Abstand konstant • WW konstant 3.14.1. Das Rastertunnelmikroskop Das erste erfolgreiche Experiment zum Nachweis eines abstandsabhängigen Tunnelstromes konnte am 18. März 1981 durchgeführt werden. Gerd Binnig und Heinrich Rohrer, die das Experiment am IBM Forschungslabor in Rüschlikon (Schweiz) durchführten und das Rastertunnelmikroskop letztlich auch zum einsetzbaren Instrument machten, erhielten hierfür 1986 den Nobelpreis in Physik. Heinrich Rohrer Gerd Binnig 89 3.14.1.1. Theoretischer Hintergrund der Rastertunnelmikroskopie Das Problem der Tunnelvorgangs lässt sich mit Hilfe der stationären Schrödinger Gleichung beschreiben. Dabei setzen wir folgenden Verlauf des Potentials an: 90 V(x) Bereich II Bereich I V0 V(x)=0 für x<0 Bereich III V(x)=0 für x>d V(x)=V0 für 0<x<d 0 d x Somit ergibt sich für die Schrödingergleichung: ~2 ∂2 2m ∂x2 b HΨ(x) = EΨ(x) (3.225) Ψ(x) + V (x)Ψ(x) = EΨ(x) (3.226) ∂2 Ψ(x) = k 2 Ψ(x) ∂x2 (3.227) wobei für k gilt: r 2m (E − V (x)) (3.228) ~2 Die Lösungen lassen sich nun abschnittsweise ansetzen. Somit ergibt sich für den Bereich I: k= Ψ1 (x) = Aeikx + Be−ikx (3.229) −ikx (3.230) ikx Ψ3 (x) = F e + Ge da hier das Potential V (x) = 0 ist ergibt sich: r k= 2mE ~2 (3.231) Im Bereich III wird die Welle nur auslaufen, da es ja nur einen transmittierte Welle gibt, ergibt sich für Gl. (3.230): Ψ3 (x) = F eikx (3.232) Im Bereich II wird k nach Gl.(3.228) imaginär da E − V (x) < 0 ist somit ergibt sich: r 2m κx −κx Ψ2 (x) = Ce + De mit κ= (V0 − E) ~2 (3.233) Nun müssen noch die Lösungen in den verschiedenen Bereichen stetig und stetig differenzierbar fortgesetzt werden, d.h. für die Wellenfunktion ergibt sich: für x < 0 Aeikx + Be−ikx Ceκx + De−κx für 0 < x < d Ψ(x) = (3.234) ikx Fe für x > d 91 Damit ergibt sich ein Gleichungssystem mit Hilfe dessen die Koeffizienten bestimmte werden können: A+B = C +D (3.235) ik(A − B) = κ(C − D) (3.236) κd −κd Ce De κCe κd −κd − κDe ikd = Fe (3.237) ikd = ikF e (3.238) Für den so gennaten Transmissionsamplitude Γ ergibt sich: F 4ikκe−ika eκd = 2κd A e (k + iκ)2 − (k − iκ)2 Γ(E) = (3.239) Durch quadrieren ergibt sich der Transmissionskoeffizient, der die Transmissionswahscheinlichkeit darstellt 2 −1 F (k 2 + κ2 )2 sinh2 (κd) 2 T = |Γ(E)| = = 1 + (3.240) A 4k 2 κ2 4E(V0 − E) −1 = 1+ 2 (3.241) V0 sinh2 (κd) In der Rastertunnelmikroskopie ist die Näherung κd 1 gegeben, dann ergibt sich für sinh(κd) ∼ 1/2eκd . Für den Transmissionskoeffizeineten ergibt sich in dieser Näherung T = 16k 2 κ2 −2κd e (k 2 + κ2 )2 (3.242) Für den Tunnelstrom ergibt sich somit It ∝ T ∼ e−2d/~ √ 2m(V0 (x)−E) (3.243) Der Tunnelstrom nimmt also exponentiell mit dem Abstand ab. Setzt man hier die üblichen Werte V0 ≈ 5eV und d ≈ 5Å ein, so ergibt eine Verbreiterung der Barriere um 1Å eine Erniedrigung des Tunnelstroms um eine Größenordnung. V(x) Bereich II Bereich I V0 0 Bereich III d 92 x Die hier vorgestellte Darstellung stellt eine starke Vereinfachung der tatsächlichen Verhältnisse dar. Eine umfassendere Theorie die auch deutlich realistischer ist, stammt von Tersoff und Hamann. Dabei wird berücksichtigt, dass der Tunnelprozess aus einem Metall in ein anderen Stoff stattfindet und dass es sich bei einem der beiden Objekte um eine Spitze bei dem anderen annähernd um eine Ebene handelt. Das STM von Binning und Rohrer 93 Die Elektrodenanordnung eines Röhrchen-Scanners, der meisteingesetzten Rastereinheit Eine 7×7 Rekonstruktion einer Si[111]-Oberfläche 94 Herstellung eines Rings von Atomen 95 96 3.14.2. Das Rasterkraftmikroskop Bei der Rasterkraftmikroskopie (RKM) wird als Wechselwirkung zwischen Sonde und Probe, die zur Abbildung genutzt wird, die Kraftwechselwirkung benutzt. Sie ist somit im Gegensatz zur Rastertunnelmikroskopie auch auf nichtleitende Proben anzuwenden. Die RKM wurde 1986 von Gerd Binnig ca. fünf Jahre nach dem STM entwickelt. Um die Kraftwechselwirkung zu messen verwendete einen Biegebalken, an dessen Ende eine mikroskopisch kleine Spitze angebracht war. 97 Skizze des Aufbau des ersten RKMs von Binnig Heutzutage wird die Biegung des Biegebalkens nicht wie in der oberen Darstellung mit Hilfe einer Tunnelspitze ausgewertet, sondern mittels eines Lichtzeigers ausgesandt von einem Halbleiterlaser und detektiert mit Hilfe einer Vierquadranten PIN-Diode, die aus vier dicht benachbarten PINDioden aufgebaut ist (siehe Seite 73), oder mit einem positionsempfindlichen Detektors (PSDs siehe Seite 74). Prinzip des Lichtzeigers 98 Bild einer Rasterkraftmikroskopspitze Abstandsabhängigkeit der Verschiedenen Wechselwirkungen RKM das auf einem Uhrenquarz beruht, die Detektion erfolgt durch Resonanzverschiebung 99 durch die Wechselwirkung Bild einer Rasterkraftmikroskopspitze im Transmissionselektronenmikroskop, um den atomaren Aufbau aufzuklären 100 Bild einer RKM-Spitz aufgebaut aus einem gespaltenem Siliziumeinkristall 101 A. Operationsverstärker und ihre Grundschaltungen Elektronische Schaltungen lassen sich mit unterschiedlichen kommerziell angebotenen Programmen simulieren. Eine Möglichkeit, sich damit in der Praxis zu beschäftigen, besteht mit einer kostenlos angebotenen Studentenversion des Programms PSpice von der Firma ORCAD, die unter [6] zu finden ist. Da ein Operationsverstärker (OPV) heute in vielen Anwendungen bei Messproblemen eingesetzt wird, soll hier kurz auf ihn eingegangen werden. Ein OPV ist ein Differenzverstärker, der die Spannungsdifferenz an seinen beiden Eingängen verstärkt und am Ausgang ausgibt. Er besitzt einen nichtinvertierenden (+) und einen invertierenden (-) Eingang. Nichtinvertierender Eingang + Vd Invertierender Eingang Vn Io Ausgang Vp Vo A.1. Begriffserklärung Differenzverstärkung ist die Verstärkung des Eingangsdifferenzsignals des OPVs ohne zusätzliche Beschaltung — also ohne Gegenkopplung. Gleichtaktunterdrückung charakterisiert die Reaktion der Ausgangsspannung auf eine Spannung, die an beiden Eingängen der OPV gleichzeitig angelegt wird — also ohne eine Differenzspannung zwischen den beiden Eingängen. 3dB-Bandbreite bezeichnet die untere Grenzfrequenz des OPVs, bei der die Verstärkung um 3dB (einen Faktor ) zurückgegangen ist. Verstärkungs-Bandbreite-Produkt Ein OPV weist eine Frequenzkompensation auf die verhindert, dass der mehrstufige Verstärker eine Phasenschiebungen aufweist, die größer als 180 ist. Würde diese auftreten, könnte es zu einer Mitkopplung (positive Rückkopplung) kommen, die ein Aufschwingen wegen der damit verbundenen Instabilität zur Folge haben kann. Aus diesem Grund wird der Frequenzgang gezielt beschnitten. Dies geschieht in solcher Weise, dass das Produkt der oberen Grenzfrequenz und der Verstärkung eine Konstante bilden (siehe Abb.), welche als Verstärkung-Bandbreite-Produkt bezeichnet wird. 102 AD 10 6 10 5 10 4 10 3 10 2 10 1 10 0 10 0 10 1 10 2 10 3 10 4 10 5 10 6 Frequenz [Hz] Differenzeingangswiderstand bezeichnet den Widerstand zwischen den beiden Differenzeingängen. Gleichtakteingangswiderstand ist der Widerstand, der von jedem der beiden Eingänge zur Masse hin vorhanden ist. Eingangsruhestrom ist der Strom, der in die Eingänge hinein oder aus den Eingängen heraus fließt, ohne eine Spannung (Null) an die Eingänge anzulegen. Offsetspannung bezeichnet die Spannung, die am Eingang als Spannungsdifferenz anliegen muss, um die Ausgangsspannung, welche von einer Asymmetrie innerhalb des Verstärkers herrührt, zu Null zu kompensieren. Offsetspannungsdrift ist die Änderung der Offsetspannung bei einer Änderung der Umgebungstemperatur. Betriebsspannungsdurchgriff bezeichnet die Auswirkung einer Variation der Versorgungsspannungen auf die Ausgangsspannung des OPV. Gleichtaktaussteuerbarkeit gibt den Eingangsspannungsbereich an, innerhalb dessen Spannungen gleichzeitig an die Eingänge gelegt werden können und der Ausgang noch eine korrekte Verstärkung der Eingangsspannungsdifferenz darstellt. Ausgangsaussteuerbarkeit bezeichnet die möglichen Ausgangsspannungen, die der OPV liefern kann. Maximaler Ausgangsstrom bezeichnet den maximalen Strom, der dem OPV entnommen werden kann. Die meisten OPVs besitzen eine Ausgangsstrombegrenzung, weshalb sie kurzschlussfest sind. Ausgangswiderstand charakterisiert den Widerstand des Ausgangs. Wird der Ausgangs als Spannungsquelle angesehen, ist der Ausgangswiderstand der Innenwiderstand der Spannungsquelle. 103 Betriebsstromaufnahme gibt den Strom an, den der OPV der Spannungversorgung entnimmt, wenn keine Last am Ausgang des OPVs angeschlossen ist. Typische Werte zweier Standardoperationsverstärker mit Eingangsstufen, die aus bipolaren und Feldeffekttransistoren aufgebaut sind (Versorgungsspannung ±15V) Parameter Differenzverstärkung Gleichtaktunterdrückung 3dB-Bandbreite (untere Grenzfrequenz) Verstärkungs-Bandbreit-Produkt Differenzeingangswiderstand Gleichtakteingangswiderstand Eingangsruhestrom Offsetspannung Offsetspannungsdrift Betriebsspannungsdurchgriff Gleichtaktaussteuerbarkeit Ausgangsaussteuerbarkeit Maximaler Ausgangsstrom Ausgangswiderstand Betriebsstromaufnahme Symbol AD G fgA ft rD rGl IB VO ∆VO /ϑ ∆VO /∆Vb VGl,max Va,max Ia,max ra Ib µA741 (bipolar) 10 × 5 3 × 104 10Hz 1MHz 106 Ω 109 Ω 80nA 1mV 6µV/K 15µV/V 13V 13V 20mA 1kΩ 1,7mA TL081 (FET) 2 × 105 2 × 104 30Hz 3MHz 1012 Ω 1014 Ω 30pA 5mV 10µV/K 50µV/V 14,5V ;-12V 13V 20mA 100Ω 1,4mA A.2. Nicht-invertierender Verstärker + - R1 V in V out R2 Die Verstärkung des nichtinvertierenden Operationsverstärkers kann dadurch hergeleitet werden, dass man wieder von einem idealen OP ausgeht. Sobald sich die kleinste Differenz zwischen invertierendem und nicht-invertierendem Eingang ergibt wird der Ausgang verändert. Ist die Spannung am nichtinvertierenden Eingang größer als die am nicht-invertierenden Eingang vergrößert sich due Ausgangsspannung. Da die Ausgangsspannng über den Spannungsteiler R1 und R2 auf den invertierenden Eingang Rückgekoppelt wird, beträgt die Spannung am nicht-invertierenden Eingang V− = R2 /R1 + R2 . Somit wird sich der Ausgang so lange Verändern, bis V− gleich der Spannung V+ = Vin ist. Somit ist also die Ausgangsspannung um den Faktor R1 + R2 /R2 = 1 + R1 /R2 größer als die Eingangsspannung. Vout R1 + R2 R2 = = +1 Vin R2 R1 = rD + R 2 A = Rin Rout = ra (A.1) (A.2) (A.3) 104 A.3. Invertierender Verstärker R2 R1 + V in V out Um die Verstärkung des invertierenden Operationsverstärkers herzuleiten, argumentiert man über den Strom der in den Eingang hineinfließt. Da die Spannung am invertierenden Eingang virtuell auf Masse liegt, ergibt sich für den Eingangsstrom Iin = Vin /R1 . Derselbe Strom muss allerdings auch über den Rückkopplungswiderstand R2 weiter in Richtung Ausgang fließen. Der Ausgang nimmt eine negative Spannung ein, wenn die Eingangsspannung positiv ist, damit der Strom zum Ausgang abfließen kann und dennoch die Spannung V− Null bezogen auf die Masse ist. Umden Strom aber unter dieser Bedingung abfließen zu lassen muss der Ausgang Vout R2 = −Vin R1 sein. Damit ergibt sich: Vout R2 =− Vin R1 = R1 A = Rin (A.4) (A.5) Rout = ra (A.6) A.4. Addierer V in1 R1 RN R2 + V in2 V out Für das Verständnis des Addierers betrachtet man sich die beiden Ströme die durch die beiden Widerstande am Eingang R1 und R2 in den Eingang hinein Fließen. Wie beim invertierenden Verstärker diskutiert muss die Summe der Ströme auch wieder über den Gegenkopplungswiderstand RN abfließen. Somit ergibt sich die Bedingung V1 /R1 + V2 /R2 = −Vout . Eswird deutlich, dass eine gewichtete Summe gebildet werden kann, wenn man die beiden Widerstände unterschiedlich wählt. Selbstverständlich können auch mehr als nur zwei Widerstände am Eingang liegen, um die die Summe über mehr Summanden zu bilden. −Vout = RN RN V1 + V2 R1 R2 105 (A.7) A.5. Subtrahierer RN R1 V inN V inP + R2 V out RP Beim Subtrahierer Handelt es sich eigentlich um die Kombination eines invertierenden und eines nicht-invertierenden Verstärker, wobei der nich-tinvertierendeneinen Eingangsspannungsteiler aufweist. Das Arbeitsprintip lässt sich am einfachsten Verstehen, wenn man jeweils eine der Eingangsspannungen zu Null wählt. Wird VinP = 0 gesetzt hat man einen invertierenden Verstärker vorliegen, wobei die Verstärkung durch AN = −RN /R1 gegeben ist. Wird dagegen VinN = 0 gewählt liegt stellt sich der Ausgang wieder so ein, so dass V− = V+ ergibt. Daraus folgt V− = VinP R2 /(R2 + RP ) = Vout R1 /(RN + R1 ) = V+ und damit ergibt sich für RRN1 = RR2P RN (VinP − VinN ) R1 (A.8) RP 1 + RN /R1 RN VinP − VinN 1 + RP /R2 R1 R2 (A.9) Vout = im Allgemeinen: Vout = A.6. Schmitt-Trigger Ein Schmitt-Trigger dient zur Umsetzung eines beliebigen analogen Signals in ein Signal mit zwei Niveaus (in ein digitales Signal). So lässt sich z.B. ein Triggersignal erzeugen, das zum exakten Bestimmung eines Zeitpunkts genutzt werden kann. Somit können Zeitabstände für bestimmte Ereignisse bestimmt werden. Durch ein Mitteln eines repetierlichen Signals kann er genutzt werden, in dem diese phasensynchron überlagerung werden, um eine Rauschreduktion durchzuführen. V out V out,max R2 R1 V in V in + - V out 106 V out,min Die Hysterese, welche die Ausgangskennlinie aufweist und die durch die Beschaltung eingestellt werden kann, verhindert bei einem endlichen Rauschpegel, der geringer als die Differenz der beiden Schaltschwellen ist, dass sofort nach einem Hin- ein Rückschaltprozess stattfindet. Vino n = − R1 Vout,min ; R2 Vino f f = − R1 Vout,max R2 (A.10) A.7. Differentiator R C + V in V out Auch hier geht man beim idealen OP davon aus, dass kein Strom in den invertierenden Eingang fließt. Somit muss der Strom Iin durch den Kondensator am Eingang ebenfalls vollständig durch den Rückkopplungswiderstand abfließen. Somit ergibt sich: C dVin Vout + = 0. dt R (A.11) Durch Umstellen resultiert für die Ausgangsspannung Vout = −RC dVin . dt (A.12) Die Verstärkung kann analog zum invertierenden Verstärker angesetzt werden. Wobei die Impedanz des Eingangswiderstands“, dem Kondensator, Z = 1/iωC beträgt ” |A| = −iωRC (A.13) Bei hohen Fraquenzen 1 (A.14) 2πRC ist die Amplitude annähernd frequenzunabhängig und proportional zu der Ableitung der Eingangsspannung. f A.8. Integrator C R V in + V out 107 Der Eingangsstrom Iin kann hier nur auf den Kondensator fließen. Auch hier wird der Ausgang so lange abgesenkt, dass wiederum der invertierende Eingang auf virtueller Masse liegt. Somit ist die Ausgangsspannung die negative Kondensatorspannung Z t Q 1 0 0 VC = (A.15) Iin (t )dt + V0 . = C C 0 Da Iin = Vin /R ist, ergibt sich für die Ausgangsspannung Z t 1 Vout = − Vin (t0 )dt0 + V0 . RC 0 (A.16) Die Verstärkung kann analog zum invertierenden Verstärker angesetzt werden. Wobei die Impedanz des Eingangswiderstands“, dem Kondensator, Z = 1/iωC beträgt ” 1 |A| = (A.17) −iωRC Bei niedrigen Fraquenzen 1 (A.18) 2πRC ist die Amplitude annähernd frequenzunabhängig und proportional zum Integral der Eingangsspannung. f A.9. Logarithmischer Verstärker D R V in + V out Hierbei handelt es sich um eine Abwandlung des invertierenden Verstärkers bei dem der Gegenkopplungswiderstand durch eine Diode ersetzt wurde. Auch hier wird der Eingangsstrom durch die Rückkopplungsdiode abgeleitet. Damit muss der Ausgang eine Spannung annehmen um den entsprechenden Strom durch die Diode zu treiben. Es gilt aber nicht das ohmsche Gesetz für den Zusammenhang zwischen Strom und Spannung sondern die Diodenkennlinie: qV D −1 kB T ID (VD ) = IO e (A.19) Damit hängt natürlich die Spannung und somit auch die Ausgangsspannung des logarithmischen Verstärkers über die Umkehrfunktion vom Eingangsstrom ab: kB T Vin Vout = − ln (A.20) q I0 R Für Vin > 0, kB ist die Boltzmannkonstante, q die Elementarladung und T die Temperatur ( kBq T ≈ 20mV). 108 A.10. Instrumentenverstärker + V inN R3 R3 R2 - R1 + V out R2 + R3 R3 V inP Ein Instrumentenverstärker besitzt einen hohen Eingangswiderstand (Rin ≈ rD ) und die Ausgangsspannung ist sehr präzise proportional zur Differenz der Eingangsspannungen : 1 Vout = (VInP − VInN ) 1 + 2 (A.21) 2πRC Er wird für Messaufgaben eingesetzt, bei denen es auf einen hohen Eingangswiderstand und präzise Verstärkung ankommt. A.11. Impedanzinverter (negative impedance converter — NIC) Iin Vin R3 + R2 R1 Hier gilt wieder, dass die beiden EingangsspannungenV− und V+ gleich sein müssen. Damit ergibt sich: Vin Vin = I1 R1 = I2 R1 → I2 = (A.22) R1 I1 = I2 da kein Strom in den invertierenden Eingang fließt. Da ebenfalls kein Strom in den nichtinvertierenden Eingang fließt gilt: (R1 + R2 )I2 + R3 Iin − Vin = 0 (A.23) setzt man GL. A.22 für I2 ein und formt sie um, ergibt sich Vin = −Iin R3 109 R1 . R2 (A.24) Für den Eingangswiderstand ergibt sich so: R1 Vin = Rin = −R3 Iin R2 (A.25) Von außen gesehen liegt hier ein negativer ohmscher Widerstand −R1 vor. Prinzipiell lassen sich auch negative Induktivitäten und Kapatizitäten bilden indem man einen entsprechende Spule oder Kondensator Anstelle des Widerstandes R1 setzt. Eingesetzt wird ein NIC z.B. als Energiequelle in Schwingkreisen. Es lassen sich auch die immer vorhandenen ohmschen Lasten durch Parallelschaltung eines veränderlichen NICs kompensieren. 110 B. Analog/Digital-Wandler und Digital/Analog-Wandler B.1. Wandlungsfehler Nullpunktfehler(Offset-Fehler) Diese Art von Fehler bezeichnet die Abweichung der Ausgangsspannung vom Wert Null im Falle, dass der digitale Wert Null gewandelt wird. Skalierungsfehler Der Skalierungsfehler bezeichnet die Abweichung des tatsächlich überstrichenen Ausgabebereichs der analogen Spannungen gegenüber dem angegebenen Ausgangsspannungsbereich. Linearitätsfehler Dieser Fehler bezeichnet die Abweichung der für jeden einzelnen Wert ausgegebenen Spannung von der Geraden durch die beiden Endpunkte, welche durch den größten und kleinsten gewandelten Wert gebildet wird. Monotoniefehler Diese gibt an ob und in welchem Maße die Monotonität des Ausgangssignals bei ansteigendem digitalen Werten gestört ist. Skalierungsfehler reale Wandlungskurve Monotoniefehler Offset-Fehler Linearitätsfehler Ideale Wandlungskurve B.2. Digital/Analog-Wandler Es soll eine kurzer Überblick über die unterschiedlichen Methoden gegeben werden, wie eine digital vorliegende Zahl, meist in einem der verschiedenen Binärcodes, in eine mehr oder weniger kontinuierliche Spannung gewandelt werden kann. B.2.1. Stromwägeverfahren Hierbei werden mit Hilfe einer Präzisionsspannungsquelle über Widerstände Ströme auf einen Addierer (vgl. A.4 auf Seite 105) gegeben, der die binär abgestuften Ströme aufaddiert. 111 R0 R1 R2 R3 R i=2iR 0 RN V ref + V out Binärwerte Probleme: Genauigkeit der Widerstände Bei einem 8-Bit-Wandler werden Widerstände mit einer Genauigkeit von 1/256 also ca. 0,4%, bei 12-Bit-Wandlern 1/4096 ca. 0,024% und bei 16-BitWandler 1/65567 ca. 0,0015% benötigt. Dies ist technisch nur äußerst schwierig zu realisieren. Werte der Widerstände Die Werte der Widerstände weisen eine sehr große Spanne auf. Zum Beispiel werden für einen 16-bit Wandler Werte über fünf Größenordnungen benötigt, was bei der Halbleiterfertigung in der Integration große Probleme mit sich bringt. B.2.2. R-2R-Wandler Auch hier werden mit Hilfe einer Präzisionsspannungsquelle über Widerstände Ströme auf einen Addierer (vgl. A.4 auf Seite 105) gegeben, allerdings wird hier eine günstigere Anordnung der Widerstände gewählt. Daraus resultiert ein entscheidender Vorteil: Für diesen Typ besitzen die verwendeten Widerstände nicht so einen großen Wertebereich wie bei dem vorher besprochenen DA-Wandler nach dem Stromwägeverfahren. R 14 R 25 R 13 R 24 R 12 R 23 R 21 R 22 R 2X=2R 1X R 11 V ref + V out Binärwerte Vorteil: Die Widerständen weisen nur einen Unterschied um einen Faktor 2 auf, dadurch ist dieses Design kompatibel zu einer Integration in einem Standardprozess. B.2.3. Pulslängenmodulation Die vorhergenannten Wandler haben einige entscheidende Probleme • Beim Umschalten des höchstwertigen Bits (MSB most significant bit) können große Störsignale entstehen. Je höher die Auflösung desto schwieriger ist dieses Problem in den Griff zu bekommen. 112 • Die Linearität macht mit steigender Auflösung Schwierigkeiten. • Die Kosten steigen deutlich überproportional mit der Auflösung Die Probleme können umgangen werden, wenn das Ausgangssignal zwischen zwei Werten hin- und herschaltet, dabei die Pulslänge moduliert wird und anschließend das Signal gemittelt wird. V t Probleme Bei starken Pulslängenunterschieden ergeben sich Probleme bei der Genauigkeit der Pulslängen, da die Bandbreite über einen weiten Bereich definiert sein muss. Außerdem ergeben sich Schwierigkeiten beim Filtern; es können niederfrequente Störungen auftreten. B.2.4. 1-bit Wandler Bei diesem Verfahren wird die Abtastfrequenz um Datenbitbreite vervielfacht und dann auf einen Pulsdichtemodulator gegeben und anschließend integriert. Somit werden die einzelnen Bits sukzessive ausgegeben, wobei der Pulsdichtenmodulator garantiert, dass eine bestimmte untere Frequenz nicht unterschritten wird. Es ergibt sich für die Auflösung bei einer Oversamplingrate r: nAuf l. = log2 (r). (B.1) Prinzip des Oversamplings: Die Auflösung des DA-Wandlers kann dadurch gesteigert werde, dass man Werte zwischen den Digitalisierungsstufen mit Hilfe einer statistischen Gewichtung annähert, dabei wird entsprechend dem Zahlenwert die Wahrscheinlichkeit der höher- oder niedrigerwertigen Ausgabe gewichtet. Durch Mittelung der verrauschten“ Ausgabe ergeben sich dann die Zwischenwerte. Zur Illustra” tion wir das Signal eines 3-Bit DA-Wandlers mit Hilfe eines 2-Bit DA-Wandlers mit zusätzlichem Rauschen und einem nachgeschalteten Integrator nachgebildet. Ausgabe eines 3-Bit Wandlers 8 7 6 5 4 3 2 1 0 Ausgabe eines 2-Bit Wandlers mit Dithering 8 7 6 5 4 3 2 1 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10111213141516 Zeit 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10111213141516 Zeit Nach einer Tiefpassfilterung entsteht aus der Ausgabe des 2-Bit Wandlers, der verrauscht wurde (Dithering) wieder eine gute Reproduktion des 3-Bit Signals. 113 Ausgabe eines 2-Bit Wandlers mit Dithering und Tiefpassfilterung 8 7 6 5 4 3 2 1 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10111213141516 Zeit B.2.5. MASH-Verfahren MASH steht für Multi-Stage noise SHaping. Bei diesem Verfahren handelt es sich um ein Pulsweitenmodulationsverfahren, bei dem die Pulsweite von einem k-Bit Wandler angesteuert wird. Da k klein ist, gibt es noch keine Probleme mit der Genauigkeit. Andererseits können hier schon 2k verschiedene Pulsweiten dargestellt werden. Somit ergibt sich für die Auflösung eines derartigen Wandlers: nAuf l. = kW andler + moversampling . (B.2) Beispiel: Bei einem Pulsweitenmodulator mit 4-Bit, der bei einer Frequenz von 45,1MHz arbeitet (1024faches Oversampling), ergeben sich bei 44,1kHz eine Auflösung von 14Bit und bei 5kHz ergeben sich 17Bit. B.3. Analog/Digital-Wandler Auch hier besteht die Hauptschwierigkeit, einen guten Kompromiss zwischen Geschwindigkeit, Präzision und technischem Aufwand (Kosten) zu finden. B.3.1. Parallelwandler (Flash-Converter) 1/2R + V ref R + R + R + R + R + R + 1/2R - 7 6 5 Prioritätskodierer 4 3 2 1 0 V in 114 3-Bit Binärwert Bei diesem Verfahren wird die Eingangsspannung mit Werten, die durch Spannungsteilung aus einer präzisen Referenzspannung gewonnen werden, mit Hilfe von Komparatoren verglichen. Dabei geben die Komparatoren deren Vergleichspannung kleiner ist als die Eingangsspannung eine logische Eins am Ausgang aus. Die Eingänge des Prioritätskodierers invertieren das Signal bestimmen daraus den zugehörigen Binärwert, indem der hochwertigste Eingang der gerade eine logische Eins zeigt binär codiert wird. Logiktafel für einen Prioritätskodierer Eingangsspannung Vin /VLSB 0 1 2 3 4 5 6 7 k7 0 0 0 0 0 0 0 1 Komparatorzustände k6 k5 k4 k3 k2 0 0 0 0 0 0 0 0 0 0 0 0 0 0 1 0 0 0 1 1 0 0 1 1 1 0 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 k1 0 1 1 1 1 1 1 1 Dualzahl z3 z2 z1 0 0 0 0 0 1 0 1 0 0 1 1 1 0 0 1 0 1 1 1 0 1 1 1 Dezimal Z 0 1 2 3 4 5 6 7 B.3.2. Kaskadenumsetzer V in Abtast/HalteGlied V ref 5-Bit ADU parallel 5-Bit DAU + - z9z8z7z6z5 + x32 5-Bit ADU parallel z4z3z2z1z0 Beim Kaskadenumsetzer werden zwei Parallelwandler eingesetzt, wobei die Summe der Auflösungen dann die Gesamtauflösung bestimmt. Es wird der erste ADC (analog/digital converter) zur Wandlung der höherwertigen N1-Bits eingesetzt. Der gewandelte Wert wird mit Hilfe eines DACs (digital/analog converter) zurückgewandelt und vom Eingangssignal abgezogen. Dabei ist es wichtig, dass das Eingangssignal analog in einem Abtast/Halteglied (sample and hold stage) zwischengespeichert wird. Die um den Faktor 2N 1 , N1 bezeichnet die Auflösung des ersten ADCs, verstärkte Differenz wird nun wiederum einem ADC zugeführt, um die niederwertigeren N2-Bits zu wandeln. Die Auflösung Nges ergibt sich: Nges = N 1 + N 2. (B.3) Vorteile: Es werden nur (2N 1 + 2N 2 ) Komparatoren und nicht 2(N 1 + N 2) benötigt. Beispiel: Bei N1=5 und N2=5 werden nur 64 Komparatoren benötigt anstelle von 1024. Probleme • Durch eine schlechte Linearität des ersten ADCs kann es dazu kommen, dass der zweite ADC übersteuert wird, was zu fehlenden Werten (missing codes) führen kann. Diesem Problem kann dadurch begegnet werden, dass der zweite ADC mit einem erweiterten Auflösungsbereich, einem zusätzlichen Bit, ausgestattet wird und die Differenz nur um den Faktor 115 2(N1-1) verstärkt wird. Es ergibt sich eine Redundanz im mittleren Bereich, die auf digitaler Seite korrigiert wird. B.3.3. Nachlaufverfahren/Zählverahren V in Abtast/HalteGlied Komparator + auf/ab - N-Bit DAC N-Bit Aufwärts/ Abwärts Zähler Takt N-Bit Bus V ref zN-1 z~z2z1z0 Der in dem Abtast/Halteglied (SHS Sample and Hold Stage) gespeicherte Wert wird durch den Komparator mit einem Wert aus einem DAC verglichen. Der Ausgang des Komparators entscheidet ob der Zähler aufwärts oder abwärts zählt. Ist der Zählerstand zu hoch so liefert der DAC eine zu hohe Ausgangsspannung und der Komparatorausgang wird logisch Null weshalb der Zähler nun abwärts zählt bis der Zählerstand einen zu kleinen Wert repräsentiert, dann wird wieder aufwärts gezählt. Vorteile: • Diese Art von Wandler sind schnell. • Es ist keine aufwändige Steuerlogik notwendig wie bei dem im nächsten Abschnitt beschriebenen Wandler. Probleme: • Der Wandler kommt bei erreichen der zu wandelnden Wertes nicht zur Ruhe, sondern schwankt immer um das LSB. • Es wird ein DAC mit überall monotoner Charakteristik benötigt sonst wird er an dieser nichtmonotonen Stelle eingefangen“. ” • Der Wandler braucht im Extremfall bis zu 2NTTakt um einen Wert zu wandeln. Er ist also bei Sprüngen des Eingangssignals nicht in der Lage, diesen schnell zu folgen. B.3.4. Wägeverfahren (successive approximation register) V in Abtast/HalteGlied Komparator + N-Bit SukzessivesApproximationsRegister - N-Bit DAC N-Bit Bus V ref zN-1 z~z2z1z0 Der Wandler ist dem im vorherigen Abschnitt sehr ähnlich, allerdings ist der Auf-/Abwärtszähler durch eine Steuerlogik ersetzt. Dabei wird eine Art Intervallschachtelung durchgeführt um den zu wandelnden Wert anzunähern. Dabei wird sukzessive ein Bit nach dem anderen, beginnend 116 mit dem MSB, gesetzt und geprüft. Wenn der Wert aus dem SHS kleiner ist als der durch den DAC gewandelten Wert wird das Bit wieder zurückgesetzt. Im anderen Fall bleibt es gesetzt. Anschließend wird das nächste Bit geprüft. Vorteil • Der Verfahren ist schneller als das Nachfolgeverfahren. B.3.5. Sägezahnverfahren (single slope integration) + V in Komparatoren & + & Zähler - Sägezahngenerator QuarzOszillator zN-1 z~z2z1z0 V ref Bei diesem Wandler handelt es sich um eine Spannung/Zeit-Umsetzung, wobei die Zeit mit einem Zähler, der von einem Quarzoszillator gespeist wird, bestimmt wird. Ein Sägezahngenerator liefert einen genau definierten Spannungsanstieg. Bei einem Wert der Sägezahnspannung, die durch den unteren Komparator definiert wird, beginnt der Zähler loszulaufen. Erreicht die Sägezahnspannung die Eingangsspannung, wird der Zähler gestoppt. Je höher die Eingangsspannung, desto länger läuft der Zähler. Die beiden Komparatoren bilden in Verbindung mit dem ersten UND-Gatter einen Fensterdiskriminator. Der Ausgang des Fensterdiskriminators, der EINS ist, wenn die Sägezahnspannung zwischen Masse und Eingangsspannung ist, wird in dem zweiten UND-Gatter mit dem Takt eines Quarzoszillators verknüpft und dann auf den Zählereingang gegeben. Es kommen somit nur Taktpulse auf den Zähler, wenn die Sägezahnspannung innerhalb des Fensters liegt. Vorteile • Es wird kein DAC und SHS benötigt. Probleme • Der Sägezahngenerator muss extrem präzise arbeiten. Das schließt auch eine sehr präzise Referenzspannung ein. Die Sägezahnspannung wird aus einem Integrator gewonnen, der mit einer Kapazität aufgebaut ist. In die Genauigkeit geht der Wert der Kapazität linear ein. Dieser weist allerdings starke Alterungseffekte auf, wodurch es sehr schwierig ist, eine höhere Genauigkeit als 0,1 • Der Quarzoszillator muss sehr präzise arbeiten. B.3.6. Dual-Slope-Verfahren (dual-slope integration) Die Nachteile des Sägezahnverfahrens werden bei diesem Verfahren weitestgehend umgangen, weshalb es das vorherige vollständig abgelöst hat. 117 S3 S1 R - V in + C Schalter Steuerung - + Komparator Integrator & S2 V ref zN-1 z~z2z1z0 + V int Zähler t1 t2 t2 t Integration von V in Integration von V ref Das Wandlungsverfahren besteht aus zwei Phasen. Das Verfahren ist im Bild oben illustriert. In der ersten Phase wird das Eingangssignal mit Hilfe des Integrators über eine konstante Zeit t1 aufintegriert (S1 geschlossen, S2 und S3 geöffnet). Die Ausgangsspannung Vint des Integrators wird dabei negativ und der Betrag ist proportional zur Eingangsspannung. Dabei wird die Zeit durch eine bestimmte Anzahl von Pulsen aus einem Pulsgenerator bestimmt. Z Vin 1 2 Vin dt = − (Zmax + 1)T. (B.4) Vint (t1 ) = τ 0 τ Anschließend wird in der zweiten Phase über einen Schalter S1 der Eingang abgekoppelt und über einen zweiten Schalter S2 die Referenzspannung Vref, welche zur Eingangsspannung invertiert ist, auf den Eingang des Integrators gelegt (S3 geöffnet). Nun wird die Referenzspannung so lange integriert bis die Ausgangsspannung des Integrators Null ist, was mit dem Komparator festgestellt wird. Die Zeitspanne t2 die für diese zweite Integrationsphase benötigt wird mit Hilfe des Pulsgenerators und einem Zähler bestimmt. t2 = Z · T = τ Vref |Vint (t1 )|. (B.5) Die Zeit t2 ist proportional zur Eingangsspannung und somit wird der Zählerstand als gewandelter Wert ausgegeben. Vin (B.6) Z = (Zmax + 1) Vref Parameter, die im vorherigen Verfahren noch kritisch in das Wandlungsergebnis eingegangen sind, wie z.B. die Frequenz des Pulsgenerator und die für die Integration verwendete Kapazität, kürzen sich in der Abhängigkeit des Wandlungsergebnisses bei diesem Verfahren heraus. Das bedeutet die Genauigkeiten der Kapazität und des Pulsgenerators spielen keine Rolle. Damit ist dieses Verfahren grundsätzlich mit höherer Präzision zu realisieren. Eigenschaften 118 • Ergebnis nicht vom Takt abhängig • Ergebnis nicht von τ = RC ab • Wenig anfällig gegen Störspannung. Alle Frequenzen 1/t1 mit ihren Vielfachen werden unterdrückt. • Referenzspannungsquelle muss die geforderte Präzision haben • Integrationskondensator sollte keine Spannungshysterese und nur geringe Leckströme aufweisen (als Dielektrikum z.B. Polystyrol). • Wandler ist billig herzustellen Einsatz Das Verfahren wird in den meisten Multimetern (Hand- und Labormultimetern) mit einer Auflösung von 3,5 bis 7,5 Dezimalstellen eingesetzt. B.3.7. Sigma-Delta-Verfahren (Literatur [7,8]) I ref zN-1 z~z2z1z0 FET-Schalter R V in negativ Komparator - C + D-Register + - Integrator D Q C Q R Zähler 2 & Zähler 1 Bei dem Σ∆-Verfahren handelt es sich um ein integrierendes Verfahren, bei dem die Eingangsspannung mit einem Strom aus einer Referenzstromquelle ausbalanciert wird. Der Strom von der Eingangsspannung wird mit dem Strom aus der Referenzstromquelle addiert und auf einen Integrator gegeben. Der Komparator vergleicht den Ausgang mit einem Bezugspunkt, welcher hier Masse ist. Der Ausgang des Komparators wird auf ein D-Flipflop gegeben, welches den Zustand des Eingangs zwischenspeichert bis ein neuer Taktzyklus beginnt, welcher vom Taktgenerator abgeleitet wird. Steht an dem Ausgang des D-Flipflops eine logische Eins, so wird der Takt auch auf den Zähler 2 gegeben, der die Pulsdauer des Komparators ausmisst. Der Zähler 1, welcher permanent mit den Taktpulsen versorgt wird steuert den Ablauf indem er Zähler 2 rücksetzt und den Wert des Zählers in dem Ausgangsregister, ein D-Register, zwischenspeichert. Eigenschaften • Kein Aliasing bei der Umwandlung, da nicht abgetastet wird, außer bei zu niedriger Wahl der Abtastfrequenz • Prinzipbedingt gibt es keine fehlenden Codes 119 • Wandlerverhalte ist absolut monoton und linear • Unempfindlich gegen steile Flanken, gegen Rauschen und gegen hochfrequente Störungen 120 Literaturverzeichnis [1] Hans-Rolf Tränkler, Ernst Obermeier: Sensortechnik, (Springer, Berlin,1998) ISBN: 3540586407 [2] Johannes Niebuhr, Gerhard Lindner: Physikalische Meßtechnik mit Sensoren (Oldenbourg,2001) ISBN: 3486270079 [3] Ed.: Joseph F. Keithley: Low Level Measurements Handbook (Keithley Instruments Inc.,1998) [4] Othmar Marti und Alfred Plettl: Vorlesungsskrip Physikalische Elektronik und Messtechnik, (Universität Ulm, Ulm, 2004). http://wwwex.physik.uni-ulm.de/lehre/PhysikalischeElektronik/Phys Elektr/Phys Elektr.pdf [5] Paul Horowitz and Winfield Hill: The Art of Electronics, second edition (Cambridge University Press, Cambriddge, 1999) ISBN 0-521-37095-7. [6] Ulrich Tietze und Christoph Schenk: Halbleiter-Schaltungstechnik, achte Auflage (SpringerVerlag, Berlin, 1986) ISBN 3-540-16720. [7] Ralf Kories und Heinz Schmidt-Walter: Taschenbuch der Elektronik (Verlag Harry Deutsch, Frankfurt, 2000) ISBN 3-8171-1626-8. [8] PSpice 9.1 Studentenversion herunterzuladen unter: http://www.orcad.com/Product/Simulation/PSpice/download.asp [9] Beschreibung eines Sigma/Delta-Wandlers des Halbleiterherstellers Analog Device: http://www.analog.com/support/standard linear/seminar material/practical design techniques/Section3.pdf [10] Beschreibung eines Sigma/Delta-Wandlers von Jim Thompson: http://www.ee.washington.edu/conselec/CE/kuhn/onebit/primer.htm 121