6. Einsatz des Detektors

Die Einsatzfähigkeit des in dieser Arbeit konzipierten und charakterisierten CCD als Detektor weicher Röntgenstrahlung konnte in einigen typischen Experimenten nachgewiesen werden.

6.1. Messungen mit simultaner spektraler und räumlicher Auflösung

Zur Bestimmung der zeitintegrierten Brillanz von Strahlungsquellen ist, wie eingangs erwähnt, die Kenntnis der pro Wellenlängenintervall von der Quellflächeneinheit in die Raumwinkeleinheit abgegebene Strahlungsmenge erforderlich.

\[ L_\lambda := \frac{ \partial^3 Q }{ \partial \Omega \partial \lambda \partial A \cos \delta } \]

\(L_\lambda\) = zeitintegrierte Brillanz, zeitintegrierte spektrale Strahldichte
\(Q\) = Strahlungsmenge, Gesamtenergie der Strahlung
\(\partial \Omega\) = Raumwinkelelement
\(\partial \lambda\) = Wellenlängenintervall
\(\partial A\) = Quellflächenelement
\(\delta\) = Winkel zwischen der Flächennormalen und der Strahlrichtung

Zur zeitgleichen Bestimmung dieser Größen sind beispielsweise ein Lochgitterspektrograph sowie ein Zonenplattenspektrometer geeignet.

6.1.1. Lochgitterspektrograph

6.1.1.1. Aufbau und Prinzip

Ein sich in einer Lochblende befindendes Transmissionsgitter zerlegt das von der Blende erzeugte Lochkamerabild spektral. Befindet sich der Detektor bezüglich der Lochapertur im Nahfeld (Fresnelzahl F = a²/(bλ) ≫ 1, a = Aperturdurchmesser, b = Bildweite, λ = Wellenlänge) und bezüglich des Gitters im Fernfeld (F = d²/(bλ) ≪ 1, d = Gitterkonstante, b, λ wie oben), bewirkt der Lochgitterspektrograph in der nullten Beugungsordnung eine spektral integrierte Lochkameraabbildung der Quelle. In den höheren Beugungsordnungen bewirkt er Überlagerungen von Bildern der Quelle in einzelnen Wellenlängen.

Abbildung 25: Ein Lochgitterspektrograph bewirkt in der nullten Beugungsordnung eine spektral integrierte Lochkameraabbildung einer Quelle. In den höheren Beugungsordnungen werden Überlagerungen von Bildern der Quelle in einzelnen Wellenlängen erzeugt. Auf dem Detektor wird daher senkrecht zur Dispersionsrichtung die räumliche Verteilung der Strahlung beobachtet, und die Quellgröße kann wellenlängenabhängig bestimmt werden.

Die Forderung nach großen Fresnelzahlen bezüglich der Lochblende und kleinen Fresnelzahlen bezüglich des Transmissionsgitters stellt eine Randbedingung für die Bildweite dar:

\[ \frac{d^2}{\lambda_\mathrm{min}} \leq b \leq \frac{a^2}{\lambda_\mathrm{max}} \]

\(a\) = Aperturdurchmesser (hier: Lochdurchmesser)
\(b\) = Bildweite
\(d\) = Gitterkonstante
\(\lambda_\mathrm{min}, \lambda_\mathrm{max}\) = minimale bzw. maximale beobachtete Wellenlänge

In der Wellenlänge λ befindet sich das Bild der Quelle in einem Abstand

\[ x = \tan\left[ \arcsin \left( \frac{n \lambda }{d}\right) \right] b \]

\(x\) = Abstand des Bilds von der nullten Beugungsordnung
\(n\) = Beugungsordnung
\(\lambda\) = Wellenlänge
\(d\) = Gitterkonstante
\(b\) = Bildweite

von der nullten Beugungsordnung auf dem Detektor. Für kleine Beugungswinkel α ergibt sich mit der Näherung sin(α) » tan(α) für den Abstand

\[ x \approx \frac{b \lambda n}{d} \]

\(x\), \(b\), \(\lambda\), \(n\), \(d\) wie oben.

Bei dem hier verwendeten Lochgitterspektrographen ist die nullte Beugungsordnung durch einen Steg, welcher sich einige cm vor dem CCD befindet, ausgeblendet. Dies verhindert Strahlenschäden durch die in der nullten Beugungsordnung vorhandenen Anteile härterer Röntgenstrahlung. Der Abstand der Beugungsordnungen n = -1 und n = +1 beträgt x = 2bλ/d.

Differentiation der Gleichung 34a nach λ ergibt die Dispersionsrelation des Gitters

\[ \mathrm{d}\lambda = \frac{d}{bn} \mathrm{d}x \]

\(\mathrm{d}\lambda\) = Wellenlängenelement
\(\mathrm{d}x\) = Ortselement
\(b\), \(n\), \(d\) wie oben.

Die Auflösung des Lochgitterspektrographen ist begrenzt durch das geometrisch optische Bild der ausgedehnten Quelle und dem ausgedehnten Lochdurchmesser. Das Bild der Quelle hat damit eine Größe von

\[ B = \frac{b}{g} \left[ G + a \left( 1 + \frac{g}{b} \right) \right] \]

\(B\) = Bildgröße
\(b\) = Bildweite
\(G\) = Quellgröße
\(g\) = Gegenstandsweite
\(a\) = Aperturdurchmesser (hier: Lochdurchmesser)

Die letzte Gleichung in die Dispersionsrelation eingesetzt (mit Δx º B) ergibt eine realistische Wellenlängenauflösung mit einer eben noch trennbaren Wellenlängendifferenz von

\[ \Delta \lambda = \frac{d}{R} (1+V) \left[ G + a \left( 1 + \frac{1}{V} \right) \right] \]

\(\Delta \lambda\) = eben noch trennbare Wellenlängendifferenz
\(d\) = Gitterkonstante
\(R\) = Gesamtlänge des Aufbaus (= Bildweite b + Gegenstandsweite g)
\(V\) = Vergrößerung ( = b/g)
\(G\) = Gegenstandsgröße
\(a\) = Aperturdurchmesser (hier: Lochdurchmesser).

Die Forderung nach minimaler Wellenlängendifferenz ergibt die Bedingung

\[ V_\mathrm{opt} = \left( \frac{G}{a} + 1 \right)^{-1/2} \]

\(V_\mathrm{opt}\) = Vergrößerung, bei der die Wellenlängenauflösung optimal wird
\(a\) = Aperturdurchmesser (hier: Lochdurchmesser)
\(G\) = Gegenstandsgröße.

Die Wellenlängenauflösung dieses Aufbaus kann demnach unabhängig von der Gesamtlänge optimiert werden. Die entsprechende Vergrößerung ist im wesentlichen von der Größe des verwendeten Pinholes abhängig.

Die senkrecht zur Dispersionsrichtung erzielbare Ortsauflösung ist dann durch die Größe der Projektion eines Bildpunkts in die Objektebene gegeben:

\[ \Delta x = a \left( 1 + \frac{1}{V_\mathrm{opt}} \right)\]

\(\Delta x\) = eben noch trennbarer Abstand
\(a\) = Aperturdurchmesser (hier: Lochdurchmesser)
\(V_\mathrm{opt}\) = Vergrößerung, bei der die Wellenlängenauflösung optimal wird

Der im Rahmen dieser Arbeit vorwiegend benutzte Lochgitteraufbau bestand aus einer Lochblende, mit einem Aperturdurchmesser von 50 µm, und einem Transmissionsgitter mit Germaniumstrukturen auf dünn geätztem Silizium mit 10000 Strichen/mm (d = 10^-7 m, Hersteller: vgl. [4]). Bei einem Quelldurchmesser von G = 7·10^-4 m und einer Gesamtlänge des Aufbaus von R= 0,71 m ergibt sich bei einer Vergrößerung von V_opt = 0,258 eine eben noch trennbare Wellenlängendifferenz von Δλ = 0,166 nm. Die in Abbildung 26 sichtbaren Linien des Stickstoffs können also mit diesem Aufbau gut voneinander getrennt werden. Die Ortsauflösung beträgt Δx = 240 µm.

In der Praxis werden allerdings häufiger Goldgitter der Firma Haidenhain mit größeren Gitterkonstanten (d = 5·10^-7 m) eingesetzt. Bei diesen Gittern sind die Beugungseffizienzen in die einzelnen Ordnungen bekannt, was erst Absolutmessungen ermöglicht. Allerdings ist die Wellenlängenauflösung geringer.

Weiche Röntgenstrahlung hat in normaler Atmosphäre nur kurze Reichweiten. Zur Verminderung der Absorption wird in der Praxis der Lochgitterspektrograph im Vorvakuum betrieben. Der Druck des Restgases beträgt typischerweise 100 Pa bis 500 Pa.

Abbildung 26: Das Emissionsspektrum der Plasmaröntgenquelle, wie es mit einem Lochgitterspektrographen und dem leuchtstoffbeschichteten CCD aufgenommen wurde. Die nullte Beugungsordnung wurde zur Vermeidung von Strahlenschäden durch höherenergetische Strahlung durch einen Steg ausgeblendet. (vgl. [48])

6.1.1.2. Absolutmessung der zeitintegrierten Brillanz

Die Linienbreite der untersuchten Plasmaquellen ist meist sehr viel kleiner als die Auflösung des Spektrographen. Unter dieser Annahme und bei Vernachlässigung der Größe des Schlagschattens der Lochblende gegen die Größe des Quellbilds kann die zeitintegrierte Brillanz der Quelle aus der Betrachtung der nachgewiesenen Strahlungsmenge am Ort des Detektors und den Parametern des Versuchsaufbaus berechnet werden:

\[ L_\lambda = \frac{ Q_\mathrm{D} }{ \tau \eta_\mathrm{n} \Delta A \Delta \lambda \Delta \Omega } \]

\(L_\lambda\) = zeitintegrierte Brillanz, zeitintegrierte spektrale Strahldichte
\(Q_\mathrm{D}\) = nachgewiesene Strahlungsmenge am Ort des Detektors
\(\tau\) = Transmission durch das Restgas im Strahlrohr
\(\eta_\mathrm{n}\) = Beugungseffizienz des Gitters in der n‑ten Beugungsordnung
\(\Delta \Omega\) = erfaßtes Raumwinkelintervall
\(\Delta \lambda\) = betrachtetes Wellenlängenintervall (Wellenlängenauflösung)
\(\Delta A\) = betrachtetes Quellflächenelement

Bei dem gewählten Aufbau ist der Winkel zwischen der Flächennormalen und der Strahlrichtung gleich Null und tritt in obiger Formel nicht mehr auf. Die Transmission der Röntgenstrahlen durch das Restgas im Strahlrohr ist im wesentlichen durch den Gasdruck und die Transmissionsstrecke gegeben. Bei Ideal-Gas-Näherung ergibt sich:

\[ \tau = \exp \left( \frac{ -\mu' M }{ R T } \right) \]

\(\tau\) = Transmission durch das Restgas
\(\mu'\) = Massenabsorptionskoeffizient
\(M\) = Molmasse
\(p\) = Gasdruck
\(R\) = universelle Gaskonstante (= 8,314 J/K mol)
\(T\) = absolute Temperatur
\(x\) = Transmissionsstrecke

Die weiteren Größen sind aus den geometrischen Daten des jeweiligen Lochgitteraufbaus berechenbar.

6.1.2. Zonenplattenspektrometer

6.1.2.1. Aufbau und Prinzip

Abbildung 27: Ein Zonenplattenspektrometer erzeugt auf dem CCD ein Bild der Röntgenquelle in einer Wellenlänge. Strahlung der nullten Beugungsordnung wird durch einen Mittenstopp ausgeblendet.

Ein abbildendes System für weiche Röntgenstrahlung kann wegen des für alle Materialien nahezu gleichen Brechungsindexes von annähernd eins nicht aus brechenden Optiken gefertigt werden; auch sind die Absorptionskoeffizienten von Festkörpern recht hoch. Eine fresnelsche Zonenplatte dagegen ist als ein System von abwechselnd transparenten und nicht transparenten Ringen in der Lage, eine optische Abbildung durch Beugung zu erzeugen. Verschiedene Wellenlängen werden in verschiedenen Brennpunkten fokussiert. Die Brennweite in erster Beugungsordnung (primäre Brennweite) für eine Wellenlänge ergibt sich aus den Radius der innersten Zone zu [34]

\[ f_1 = \frac{r^2}{\lambda} - \frac{\lambda}{4}\]

\(f_1\) = primäre Brennweite einer Zonenplatte
\(r\) = Radius der innersten Zone
\(\lambda\) = Wellenlänge.

Entsprechend den höheren Beugungsordnungen bei Gittern ergeben sich bei einer idealen Zonenplatte weitere Brennpunkte bei [44]

\[ f_n = \frac{1}{n} f_1 \qquad n = 3, 5, 7, \ldots \]

\(f_n\) = weitere Brennweiten einer Zonenplatte
\(f_1\) = primäre Brennweite einer Zonenplatte.

Bei realen Zonenplatten gehen die transparenten und nicht transparenten Ringe nicht fließend ineinander über, sondern beginnen abrupt. Daher existieren bei einer realen Zonenplatte auch “anomale” Brennpunkte bei geradzahligen Werten für n [17]. Die Beugungseffizienzen nehmen in der Regel mit steigenden n ab.

Die Wirkung einer Zonenplatte ist einer Sammellinse ähnlich, sie gehorcht einer modifizierten Linsengleichung

\[ \frac{n}{f_1} = \frac{1}{f_n} = \frac{1}{b} + \frac{1}{g} \qquad n \in \mathbb{N} \]

\(f_1\) = primäre Brennweite einer Zonenplatte
\(f_n\) = weitere Brennweiten einer Zonenplatte
\(b\) = Bildweite
\(g\) = Gegenstandsweite

Mit einer Zonenplatte können monochromatische Quellen scharf abgebildet werden. Bilder polychromatischer Quellen enthalten Beugungsscheibchen der unscharf abgebildeten Wellenlängen. Der Radius B_m eines Beugungsscheibchens der Wellenlänge λ₁ an einem Ort, an dem eine Wellenlänge λ₂ ein scharfes Bild erzeugt, berechnet sich nach

\[ B_\mathrm{m} = \left( \frac{b_2}{f(\lambda_1)} - 1 \right) G = \left( \frac{\lambda_1}{\lambda_1 - r^2/g} - 1 \right) G \]

\(B_\mathrm{m}\) = Radius des Beugungsscheibchens der Wellenlänge λ₁
\(b_2\) = Bildweite, an der Wellenlänge λ₂ scharfes Bild liefert
\(f(\lambda_1)\) = Brennweite der Wellenlänge λ₁
\(G\) = Gegenstandsgröße
\(r\) = Radius der innersten Zone
\(g\) = Gegenstandsweite

Mit Hilfe von geeignet in den Strahlengang gebrachten Blenden ist es möglich, aus einer polychromatischen oder gar kontinuierlichen Quelle einzelne Wellenlängenintervalle zu selektieren [41].

6.1.2.2. Bestimmung des Emissionsprofils der Plasmaröntgenquelle

Im Rahmen dieser Arbeit wurde eine Kondensorzonenplatte eingesetzt, die von der Forschungseinrichtung Röntgenphysik der Universität Göttingen zur Verfügung gestellt wurde. Der innere Ring besitzt einen Radius von r = 36 µm womit durch diese Zonenplatte Röntgenlicht der Wellenlänge λ = 2,4781 nm nach Gleichung 42 in der Brennweite f₁ = 0,523 m fokussiert wird. Mit einem optischen Aufbau mit identischer Bild- und Gegenstandsweite von b = g = 2f₁ = 1,046 m ist eine unvergrößerte Abbildung der Plasmaröntgenquelle in dieser Wellenlänge erreicht worden.

Bei diesem Zonenplattenspektrometer wurde ein Mittenstopp in den Strahlengang gebracht, um die nullte Beugungsordnung auszublenden (vgl. Abb. 27). Das seitlich an dieser Punktblende vorbeigehende Röntgenlicht erscheint auf dem Detektor als Ring.

Abbildung 28 zeigt das Emissionsprofil des Stickstoffplasmas der Plasmaröntgenquelle bei der Wellenlänge λ = 2,4781 nm. Der Durchmesser der Quelle beträgt bei dieser Wellenlänge ungefähr 600 µm (Halbwertsbreite). Die benachbarte, nicht so stark ausgeprägte Linie des Stickstoffs bei λ = 2,8787 nm ist als Beugungsscheibchen vom Durchmesser B_m = 790 µm im Bild enthalten und läßt das Emissionsprofil ein wenig verbreitert erscheinen.

Auswertbare Emissionsprofile der Quelle werden mit den leuchtstoffbeschichteten CCD in einem Puls erzeugt. Aufgrund der hohen Empfindlichkeit des CCD mußte hier sogar eine Goldfolie in den Strahlengang gebracht werden, um so eine Sättigung des CCD zu verhindern.

Abbildung 28: Emissionsprofil der Plasmaröntgenquelle mit dem Arbeitsgas Stickstoff bei der Wellenlänge von λ = 2,4781 nm. Die Quelle hat einen Durchmesser von ungefähr 600 µm (Halbwertsbreite), wobei die Wellenlänge von λ = 2,8787 nm als Beugungsscheibchen im Bild enthalten ist. (Die Farbringe entsprechen Höhenlinien.)

6.2. Abschätzung der Langzeitstabilität des Detektors

Eine experimentelle Überprüfung der Langzeitstabilität erfordert, streng genommen, regelmäßige Wiederholungen von Kalibriermessungen. Diese konnten jedoch im zeitlichen Rahmen der Arbeit nicht durchgeführt werden. Die Beurteilung der Langzeitstabilität erfolgt daher indirekt durch Vergleich der an der Plasmaröntgenquelle, bei gleichbleibenden Betriebsparametern, mit zeitlichen Abstand erzielten Meßergebnisse.

In Abbildung 29 ist die zeitintegrierte Brillanz der Quelle in Abhängigkeit des Arbeitsgasdrucks aufgetragen. Die Mittelwerte der zeitintegrierten Brillanz liegen alle auf einer Kurve, die Fehlerbalken geben die Standardabweichung an und sind damit ein Maß für die Reproduzierbarkeit der Anlage. Diese Messung wurde nach einem Zeitraum von vier Wochen wiederholt. Die Mittelwerte liegen wiederum auf der gleichen Kurve wie zuvor.

Abbildung 29: Die routinemäßige Messung der zeitintegrierten Brillanz in Abhängigkeit des Arbeitsgasdrucks (Kreise) wurde in einem zeitlichen Abstand von vier Wochen wiederholt (Quadrate). Die Mittelwerte der einzelnen Messungen liegen recht gut auf einer Kurve. Dies ist der Ausgangspunkt zur Abschätzung der Langzeitstabilität des Detektors. Die Dreiecke zeigen die zeitintegrierte Brillanz bei anderen Betriebsparametern. (aus [47])

Unter der Annahme, daß die Reproduzierbarkeit der Röntgenemission der Plasmaröntgenquelle gewährleistet ist, also beobachtete Schwankungen ausschließlich auf den Detektionsprozeß zurückzuführen sind, ergibt in einem Zeitraum von vier Wochen eine Variation der Empfindlichkeit von lediglich 10% bis 20%. Diese Schwankung ist jedoch vergleichbar mit der real vorliegenden Reproduzierbarkeit der Röntgenemission und damit nicht signifikant.

6.3. Verbesserungen durch Einsatz des CCD

Eine Vergrößerung der Gesamtlänge eines Strahlenwegs bedeutet nach dem quadratischen Abstandsgesetz

\[ E = \frac{I \Omega}{R^2} \]

\(E\) = Bestrahlungsstärke
\(I\) = Strahlstärke
\(\Omega\) = Raumwinkel, in den I emittiert wird
\(R\) = Gesamtlänge des Strahlenwegs

eine Verminderung der Bestrahlungsstärke des Detektors. Bei Verwendung des CCD werden aufgrund seiner höheren Empfindlichkeit gegenüber Röntgenfilm gewisse Vorteile erzielt.

6.3.1. Ermöglichung von statistischen Untersuchungen von Röntgenquellen

Bei Verwendung von Röntgenfilm sind selbst bei der niedrigst möglichen Länge des Lochgitterspektrographen (vgl. Gl. 37) auswertbare Belichtungen nur durch Summierung von fünf Röntgenpulsen möglich. Damit ist keine statistische Überprüfung der Quelleigenschaften (Brillanz, Ortsjitter etc.) durchführbar.

Durch Austausch des Detektors, bei sonst ungeänderten Versuchsaufbauten, ist es zufolge der größeren Empfindlichkeit des CCD möglich, Aufnahmen in einem Puls aufzuzeichnen, anstatt mehrere Pulse zu summieren. Damit ergibt sich die Möglichkeit, die Reproduzierbarkeit der zeitintegrierten Brillanz der Quelle zu überprüfen.

6.3.2. Steigerung des Auflösungsvermögens des Spektrographen

Bei dem Lochgitterspektrographen ergibt sich nach Gleichung 37 bei einer größeren Gesamtlänge und gleichbleibender Vergrößerung eine verbesserte Wellenlängenauflösung. Aufgrund der verminderten Bestrahlung bei längeren Strahlenwegen ist diese Auflösung mit Röntgenfilm nicht nutzbar. Mit Einsatz des CCD ist es wiederum aufgrund der höheren Empfindlichkeit möglich, längere Aufbauten von Spektrographen zu realisieren und die verbesserte Wellenlängenauflösung zu nutzen.

Positiv wirkt sich darüber hinaus die schnelle Verfügbarkeit der Aufnahmen in der praktischen Arbeit aus. Während bei Verwendung von photographischem Film erst die Entwicklung und anschließende Densitometrisierung abgewartet werden muß, kann bei Verwendung des CCD die Auswirkung einer Veränderung der Betriebsparameter der Pinchplasmaanlage (Entladespannung, Gasdruck, Gaszusammensetzung, etc.) direkt beurteilt werden.

6.4. Konzept zum Einsatz eines CCD bei höheren Photonenenergien

Die bisherige Betrachtung des Detektors beschränkte sich auf den Spektralbereich der weichen Röntgenstrahlung innerhalb des Wasserfensters. Bei kürzeren Wellenlängen (also höheren Photonenenergien) gelangen wieder Photonen durch die Leuchtstoffschicht hindurch auf den CCD. Dort kann es zu Strahlenschäden kommen. Ein nach diesem Konzept direkt beschichteter CCD kann also keine härtere Röntgenstrahlung detektieren, ohne Schaden davonzutragen. Größere Schichtdicken in Dimensionen von Vielfachen der Pixelgröße bieten zwar einen verbesserten Strahlenschutz, doch verschlechtert sich die Ortsauflösung des Detektors. Derart große Schichtdicken sind nicht praktikabel realisierbar.

6.4.1. Verwendung eines Leuchtschirmes

Eine Möglichkeit, Strahlenschutz vor harter Röntgenstrahlung zu erreichen, besteht darin, die Leuchtstoffschicht nicht unmittelbar auf den CCD zu bringen, sondern auf ein für das Lumineszenzlicht transparentes Medium, dessen Dicke jedoch ausreichend ist, durch den Röntgenleuchtstoff transmittierte, harte Röntgenstrahlung zu absorbieren. Die Leuchterscheinung kann dann auf einen herkömmlichen CCD abgebildet werden. Dieses Verfahren wurde im Rahmen dieser Arbeit zur Bestimmung des Produktwirkungsgrads verschiedener Leuchtstoffe verwendet.

Nachteilig wirkt sich bei dieser Methode allerdings aus, daß der genutzte Raumwinkel wesentlich kleiner ist, als bei unmittelbarer Beschichtung. Die Leuchtstoffschicht strahlt in die gesamte Hemisphäre (4π). Im Fall des beschichteten CCD beträgt der genutzte Raumwinkel 2π. Bei einer Abbildung der Leuchterscheinung beträgt der genutzte Raumwinkel jedoch nur noch

\[ \Omega = \frac{A}{r^2} < 2 \pi \]

\(\Omega\) = genutzter Raumwinkel
\(A\) = Fläche des abbildenden Objektivs
\(r\) = Abstand des Objektivs zur Leuchtstoffschicht.

Bei dem in dieser Arbeit gewählten Aufbau, bei dem die Leuchtstoffschicht 10 cm von dem Objektiv (mit einem Durchmesser von ca. 5 cm) entfernt war, beträgt der genutzte Raumwinkel nur noch ungefähr π/16. Allein infolgedessen ist die Strahldichte am Ort des Objektivs um einen Faktor von etwa 32 geringer als bei direkter Beschichtung.

6.4.2. Rückseitig gedünnter CCD

Im Rahmen dieser Arbeit wurde bisher ausschließlich ein frontseitig beleuchteter CCD betrachtet, da rückseitig gedünnte CCDs anfänglich noch nicht verfügbar waren. Bei letzteren fällt die Strahlung von hinten auf das Trägermaterial des CCD (z. B. Silizium) und muß daher nicht mehr die frontseitige Isolationsschicht und die Elektrodenstruktur durchdringen. Es werden also keine Strahlenschäden bei Röntgenstrahlexposition erwartet. Der Detektionsprozeß bleibt jedoch der gleiche: absorbierte Photonen erzeugen im CCD Elektronen-Loch-Paare, die in Potentialwällen akkumuliert werden.

In einem gemeinsamen Experiment mit der Forschungseinrichtung Röntgenphysik der Universität Göttingen wurde abschließend noch ein rückseitig gedünnter CCD am BESSY vermessen.

In dem Photonenenergiebereich von 50 eV bis 850 eV konnten keine Strahlenschäden an dem CCD beobachtet werden. Der Quantenwirkungsgrad liegt zwischen 0,56 und 0,7. Diese Ergebnisse werden in [57] diskutiert.