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Die vorliegende Erfindung betrifft optisches Bildstabdrucken im
allgemeinen und im besonderen eine Elektrodengruppenanordnung für einen
Bildstab.
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Per Definition umfaßt ein "optischer Bildstab" eine Anordnung von
optischen Pixelgeneratoren zur Umwandlung eines räumlichen Musters, das
in der Regel durch den Informationsgehalt von elektrischen
Eingangssignalen dargestellt wird, in ein entsprechendes optisches
Intensitätsprofil. Obwohl es eine Vielfalt von Anwendungen für solche
Einrichtungen und eine Anzahl verschiedener Gebiete gibt, ist ein
bedeutender Teil der Mühe und Kosten, die ihrer Entwicklung gewidmet
wurden, auf ihre Anwendung auf elektrophotograhisches Drucken gerichtet
worden.
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Eine Art von Bildstab beruht auf der Verwendung von elektrooptischen
(EO) räumlichen Lichtmodulatoren mit totaler innerer Reflexion (TIR),
wie in U.S. Patent Nr. 4,396,252 an W.D. Turner beschrieben. Der
Modulator umfaßt einen Satz von seitlich getrennten einzeln
adressierbaren Elektroden, die nahe bei einer reflektierenden Oberfläche eines
optisch transparenten EO-Elements, z.B. eines Lithiumniobat-Kristalls,
gehalten werden. Im Betrieb wird praktisch die volle Breite des EO-
Elements durch einen quer parallel gerichteten Lichtstrahl beleuchtet.
Dieser Lichtstrahl wird an das EO-Element unter einem fast
streifenden Einfallwinkel in bezug auf seine reflektierende Oberfläche
angelegt und auf dieser Oberfläche in einen keilförmigen Brennpunkt
gebracht, so daß er davon total intern reflektiert wird.
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Spannungen, die ein lineares Pixelmuster darstellen, werden an die
einzelnen adressierbaren Elektroden angelegt, wodurch örtliche
elektrische Randfelder in die EO-Elemente gekoppelt werden. Diese Felder
erzeugen örtliche Veränderungen in dem Brechungsindex des EO-Elements,
so daß die Wellenfront des Lichtstrahles nach Maßgabe des
Pixelmusters räumlich phasenmoduliert wird, wenn sie das EO-Element
durchläuft. Der Vorgang wird für eine Folge von Pixelmustern wiederholt,
was zur Folge hat, daß die Wellenfront des Lichtstrahles nach Maßgabe
von aufeinanderfolgenden dieser Muster als eine Funktion der Zeit
räumlich moduliert wird.
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Für Bildstabanwendungen eines derartigen Modulators wird eine
Schlierenoptik verwendet, um die phasenmodulierte Wellenfront des
Lichtstrahles in eine entsprechende Reihe von optischen
Intensitätsprofilen umzuwandeln. Wenn eine Druckfunktion ausgeführt wird, werden diese
Intensitätsprofile wiederum benutzt, um ein lichtempfindliches
Aufzeichnungsmedium, z.B. einen xerographischen Photorezeptor, nach
Maßgabe des durch die aufeinanderfolgenden Pixelmuster definierten
Bildes zu belichten.
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U.S. Patent Nr. 4,940,314, erteilt am 10. Juli 1990 an D.L. Hecht,
spricht das Problem an, daß der effektive Durchmesser der durch einen
EO-Bildstab erzeugten Pixels, wie zwischen ihren Halbwertspunkten bei
Einheitsvergrößerung gemessen, etwa die Hälfte des
Mitte-Mitte-Abstandes ihrer Elektroden beträgt. Folglich neigen solche Bildstäbe nicht
nur dazu, eine Bildverzerrung infolge von räumlichen
Quantisierungsfehlern zu verursachen, sondern erzeugen charakteristisch auch
Zwischenpixel -Intensitätsnullstellen.
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Das '314 Patent beschreibt ein Verfahren, bei dem ein einzelner
optischer Bildstab nacheinander eine Vielzahl von unabhängigen
Pixelmustern bei verschiedenen Mittenwellenlängen erzeugt und ein
Prismensystem diese Pixelmuster entsprechend ihren jeweiligen Wellenlängen
zerstreut, um das räumliche Adressierungsvermögen des Bildstabes
passiv zu erhöhen. Die Wellenlängen der Pixelmuster, die
Winkelzerstreuung des Prismensystems und die Länge des optischen Armes, entlang dem
die Zerstreuung wirkt, werden so ausgewählt, daß die Pixelmuster auf
der Ausgangsbildebene seitlich voneinander um einen Abstand versetzt
sind, der kleiner als der Mitte-Mitte-Abstand der Pixels von jedem
dieser Muster ist. In der Regel wird die Wellenlänge der Pixelmuster
zyklisch oder sonstwie wiederkehrend verändert, so daß die
Pixelmuster gemäß einem vorbestimmten gitterartigen Verschachtelungsmuster
verschachtelt werden.
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Es ist eine Aufgabe der vorliegenden Erfindung, es zu ermöglichen,
das räumliche Adressierungsvermögen eines einzelnen Bildstabes zu
vergrößern, ohne von mechanischer Bewegung oder Lichtquellen mit
Vielfachwellenlängen Gebrauch zu machen.
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Erfindungsgemäß verwendet ein optischer Bildstab mit einem einzelnen
Mitte-Mitte-Pixelabstand (Pixelabstand) eine Mehrzahl von N Elektroden
pro Pixel. Verglichen mit einem optischen Bildstab mit einer
Elektrode pro Pixel stellt dies N-mal so viele Stellen für den elektrischen
Potentialübergang bereit, der die Mitte des Pixels bildet.
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Die Bereitstellung von mehrfachen Elektroden pro Pixelabstand kann
benutzt werden, um eine Verschachtelung zu implementieren. Diese kann
erreicht werden, indem alle Pixelpositionen auf einer Linie mit dem
Pixelabstand gleichmäßig beabstandet werden und dann alle
Pixelpositionen auf den nachfolgenden Linien verschoben werden, indem alle
Pixelpositionen um einen Elektrodenabstand versetzt werden.
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Das Ausgangsbild hängt von dem Eingangsdaten-Spannungsmuster auf den
Elektroden und dem räumlichen Frequenzgang des Bildstabes ab. So weit
als möglich ist es erwünscht, daß für jede Spannungsstufe zwischen
aneinandergrenzenden Elektroden ein EIN-Pixel vorhanden ist und daß
einzelne Pixels im wesentlichen dieselbe Form und Größe ohne Rücksicht
auf das Datenmuster aufweisen. Die Erfindung beruht zum Teil auf einer
Erkenntnis, daß die Pixelgröße und -qualität, die sich aus einem
Spannungsunterschied zwischen Elektroden ergeben, hauptsächlich durch den
räumlichen Gesamtfrequenzgang des Bildstabes bestimmt werden, der
durch Unterteilen der Elektroden nicht wesentlich verändert wird.
Folglich kann ein Satz von bevorzugten physikalischen Parametern durch
Auswählen von Parameterwerten bestimmt werden, um den gewünschten
räumlichen Frequenzgang bereitzustellen. Dies wird durch ein
verbessertes Verständnis der Art und Weise möglich gemacht, wie die
physikalischen Parameter den Frequenzgang beeinflussen.
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Es wurde herausgefunden, daß die Parameterwerte, die den räumlichen
Frequenzgang optimieren, nicht unbedingt die Brechungsleistung
optimieren und daß andere Erwägungen nicht-optimale Werte vorschreiben
könnten. Es kann z.B. erwünscht sein, Beleuchtungsbedingungen und
Elektrodenlängen zu verwenden, die den Wirkungsgrad optimieren, aber
den räumlichen Frequenzgang nicht optimieren. Unter solchen
Umständen ist es gelegentlich möglich, den gewünschten Frequenzgang durch
Verwenden eines Ausgleichsfilters zu erlangen und so gleichzeitig den
Wirkungsgrad und den räumlichen Frequenzgang zu optimieren. Das
Filter kann gewählt werden, um, abhängig von den anderen Parametern, den
räumlichen Frequenzgang über dem ganzen Bereich von relevanten
Frequenzen zu definieren.
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Ausführungen der Erfindung werden, nur in Form von Beispielen, mit
Verweis auf die begleitenden Zeichnungen beschrieben.
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Inhalt der Zeichnungen:
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Fig. 1 ist eine schematische Seitenansicht des optischen Zuges eines
optischen Bildstabdruckers.
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Fig. 2 ist eine schematische Draufsicht des optischen Zuges des
Drukkers.
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Fig. 3 ist eine teilweise abgeschnittene Unteransicht des
EO-Modulators des Druckers.
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Fig. 4 ist ein vereinfachtes Blockschaltbild des elektronischen
Steuersystems des Druckers.
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Fig. 5A zeigt schematisch eine Elektroden- und Pixelanordnung des
Standes der Technik sowie Plots von elektrischem Potential,
Phasenverschiebung und aufgezeichneter Pixelintensität.
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Fig. 5B zeigt die minimale Verschiebung, die für die Anordnung von
Fig. 5A möglich ist.
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Fig. 6A zeigt schematisch eine Elektroden- und Pixelanordnung sowie
Plots von elektrischem Potential, Phasenverschiebung und
aufgezeichneter Pixelintensität für ein erfindungsgemäßes System.
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Fig. 6B zeigt die minimale Verschiebung, die für die Anordnung von
Fig. 6A möglich ist.
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Fig. 7A-C zeigen verschiedene Verschachtelungsmuster.
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Fig. 8A-H zeigen den Amplituden- und Frequenzgang für differentielle
Codierung.
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Fig. 9A-H zeigen die Optimierung des räumlichen Frequenzgangs des
Bildstabes durch Wählen eines geeigneten Glanzwinkels,
Elektrodenlänge und Raumfilters.
Systemübersicht
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Fig. 1 und 2 sind schematische Seiten- und Draufsichten, die den
optischen Zug eines Zeilendruckers 10 mit einem räumlichen
EO-Lichtmodulator 12 zum Drucken eines Bildes auf einem lichtempfindlichen
Aufzeichnungsmedium
13 zeigen. Wie gezeigt, ist das Aufzeichnungsmedium
eine photoleitfähig beschichtete Trommel 15, die durch irgendeinen
passenden Antriebsmechanismus in der Richtung des Pfeiles 17 gedreht
wird. Nichtsdestoweniger könnten andere xerographische oder
nicht-xerographische Aufzeichnungsmedien, einschließlich photoleitfähig
beschichteter Riemen und Platten, sowie lichtempfindliche Filme und
beschichtete Papiere verwendet werden. In dem verallgemeinerten Fall
sollte man sich daher das Aufzeichnungsmedium 13 als ein
lichtempfindliches Medium vorstellen, das belichtet wird, während es in einer
Quer- oder Zeilenabstandsrichtung relativ zum Modulator 12 vorrückt
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Fig. 3 ist eine teilweise abgeschnittene Unteransicht des räumlichen
EO-Lichtmodulators 12. In Übereinstimmung mit üblichen Praktiken
umfaßt der Modulator ein optisch durchlässiges EO-Element 20, z.B.
einen optisch polierten y-geschnittenen Kristall aus Lithiumniobat, und
eine Mehrzahl von einzeln adressierbaren Elektroden 22. Die Elektroden
22 sind auf einer Längsreflexionsoberfläche 25 des EO-Elements 20
angeordnet oder daran dicht anliegend gehalten. Sie können z.B. mit
ihrer Adressierungs- und Treiberelektronik auf einer
VLSI-Siliziumschaltung 27 intergriert werden, und der Modulator kann dann zusammengebaut
werden, so daß die Elektroden gegen die Reflexionsoberfläche (durch
irgendeinen nicht gezeigten Mechanismus) gedrückt werden. Die
Elektroden 22 erstrecken sich typischerweise in Längsrichtung entlang dem
EO-Element 20 und sind in Querrichtung auf mehr oder weniger
gleichmäßig versetzten Mitten beabstandet.
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Im Betrieb liefert ein Illuminator 30 einen quer parallel gerichteten
Lichtstrahl 32, der durch irgenwelche optischen Elemente (nicht
gezeigt) erweitert wird, wenn es erforderlich ist, praktisch die volle
Breite des EO-Elements 20 auszuleuchten. Dieser Lichtstrahl wird
unter einem fast streifenden Einfallwinkel in einen keilförmigen
Brennpunkt auf der reflektierenden Oberfläche des EO-Elements gebracht und
davon total intern reflektiert. Aufeinanderfolgende Sätze von
Datenabtastungen werden sequentiell an die Elektroden 22 angelegt, wodurch
die Phasenfront des Lichtstahles 32 nach Maßgabe von
aufeinanderfolgenden Pixelmustern als eine Funktion der Zeit räumlich moduliert
wird, während sie das EO-Element 20 durchläuft.
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Die Strahlrichtung relativ zu dem EO-Modulator ist durch einen
Glanzwinkel γ und einen Schrägwinkel θ gekennzeichnet. Der Glanzwinkel ist
der Winkel zwischen der Mitte des Strahls und der Ebene der
reflektierenden Oberfläche, gemessen außerhalb des Modulators. Der
Schrägwinkel ist der projizierte Winkel des Strahls in bezug auf die
Richtung der Elektroden. Die Zeichnungen zeigen den Axialbetrieb
(Schrägwinkel von null).
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Ein Zentraldunkelfeld-Schlierenabbildungsuntersystem 35 (Fig. 1 und 2)
wandelt die phasenmodulierte Wellenfront des Lichtstrahls 32 in ein
entsprechendes Intensitätsprofil um. Die Kombination des Modulators 12
mit dem Illuminator 30 und des Schlierenabbildungsuntersystems 35 ist
ein Beispiel dessen, was hierin als ein diskreter Bildstab 40
bezeichnet wird.
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Ein Zentraldunkelfeldsystem umfaßt geeignet eine Objektivlinse 42, die
die quer parallel gerichteten Brechungskomponenten nullter Ordnung
des Lichststrahls 32 (kollektiv durch die Strahlen mit fester Linie
in Fig. 2 dargestellt) auf eine Dunkelblende 43 fokussiert. Die
Entfernung zwischen dem EO-Element 20 und der Linse 42 ist übertrieben.
Bei einer spezifischen Ausführung liegen die beiden dicht beieinander,
so daß die Linse 42 als eine Feldlinse wirkt. Die Komponenten nullter
Ordnung des Lichtstrahls 32 werden blockiert, weil die Blende zentral
in der hinteren Brennpunktsebene der Feldlinse gelegen ist, aber die
Brechungskomponenten höherer Ordnung (in Fig. 2 kollektiv durch
Strahlen mit unterbrochener Linie zusammen mit Kegeln mit unterbrochener
Linie für ein Einzelpixel dargestellt) verteilen sich um die Blende
43 und werden durch eine Abbildungslinse 45 gesammelt. Die Linse 45
wiederum fokussiert sie mit einer vorbestimmten Vergrößerung auf das
Aufzeichnungsmedium 13.
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Wie unten beschrieben werden wird, kann das Abbildungsuntersystem ein
räumliches Kompensationsfilter 47 umfassen, das sich in einer
Fernfeldebene befindet, die dieselbe Ebene wie die der Blende 43 sein
kann. Ein solches räumliches Filter würde als eine Möglichkeit
verwendet werden, um den räumlichen Frequenzgang des Bildstabes zu
optimieren, um gleichmäßige Pixels der gewünschten Größe zu erzeugen.
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Fig. 4 ist ein Blockschalbild, das Schaltkreise zum Übertragen von
Daten an die Elektroden 22 und Steuern des Illuminators 30 zeigt. Ein
Taktgenerator 58 erzeugt das Grundtiming für die Schaltkreise und die
unten beschriebenen Operationen. Ein ankommender Datenstrom wird in
einen Datenpuffer 65 eingegeben, in einem Differenzcodierer 67 codiert
und an die Adressen-Decodierungsschaltung 70 weitergeleitet. Eine
Steuerung 75 verwaltet den Datenfluß durch den Puffer und den
Codierer und liefert sequentielle Adressen an die Decodierungsschaltung 70,
um zu veranlassen, daß eine Zeile von Daten während eines
Datenladeintervalls an die Elektroden 22 angelegt wird. Spannungen, die den
Datenwerten entsprechen, werden während eines nachfolgenden
Datenhalteintervalls auf den Elektroden gehalten, und der Illuminator wird
während des Datenhalteintervalls ein- und dann ausgeschaltet, um das
Aufzeichnen einer Zeile von Daten zu bewirken. Der Vorgang wird dann
für nachfolgende Zeilen wiederholt.
Mehrfach-Elektroden pro Pixel
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Fig. 5A und 5B zeigen die Beziehung der Pixels und Elektroden in
einer typischen Anordnung des Standes der Technik. Die obere Hälfte von
Fig. 5A zeigt ein Paar von benachbarten Pixels 102 und 103, das aus
einem Muster von differentiell codierten Spannungen auf einem Satz von
Elektroden 105, 107, 108 und 110 entsteht. In dieser Anordnung sind
die Pixels durch einen Mitte-Mitte-Abstand von P (Pixelabstand)
gekennzeichnet, der auch dem Mitte-Mitte-Abstand der Elektroden
entspricht. Benachbarte EIN-Pixels werden durch sich berührende Kreise
gezeigt, aber es sollte verstanden werden, daß die
Intensitätsverteilung über einem Pixel so ist, daß ein typisches Pixel eine volle
Breite bei der halben Intensität von etwa P/2 aufweist, so daß die Pixels
durch Zwischenpixel-Nullstellen gekennzeichnet sind.
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Die Daten werden differentiell codiert, so daß ein EIN-Pixel an
Stellen zwischen Elektroden erzeugt wird, die auf verschiedenen Spannungen
liegen. Die Spannungen auf den Elektroden in Fig. 5A sind 0, V, 0 und
0, um so für ein EIN-Pixel zu sorgen, das zwischen den Elektroden 105
und 107 zentriert ist, und eines zwischen den Elektroden 107 und 108,
wie durch die differentielle Codierung des Signals auf den Elektroden
definiert. Wie oben beschrieben, werden EIN-Pixels erzeugt werden, die
eine Folge der durch die Differenzspannung zwischen den Elektroden 105
und 107 und zwischen der Elektroden 107 und 108 hervorgerufenen
Modulation sind. Da zwischen den Elektroden 108 und 110 keine
Spannungsdifferenz vorhanden ist, wird kein EIN-Pixel gebildet. Fig. 5A zeigt
auch das ungefähre elektrische Potential an der Oberfläche des EO-
Elements 20, die Amplitude der durch das resultierende elektrische
Feld hervorgerufenen elektrooptischen Phasenverschiebung sowie die
optische Intensität, die sich in der Bildebene des
Schlieren-Abbildungssystems 35 ergibt.
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Die minimale Querverschiebung von Pixelstellen wird durch den
Elektrodenabstand definiert. Wie in Fig. 5B gezeigt, tritt, wenn das
Spannungsmuster um einen Elektrodenabstand nach rechts verschoben wird,
eine entsprechende Verschiebung in dem Pixelmuster auf. Wenn die
Erwünschtheit des Verschiebens von Pixelmustern um weniger als eine
Volle Pixelbreite erkannt wurde, benutzte der Stand der Technik folglich
mechanische oder streuende Einrichtungen, um die gewünschte Versetzung
zu bewirken.
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Fig. 6A und 6B zeigen die Elektroden- und Pixelanordnung und die
minimal mögliche Verschiebung, wenn eine erfindungsgemäße Anordnung mit
mehrfachen Elektroden pro Pixel verwendet wird. Fig. 6A zeigt ein
Paar von EIN-Pixels 112 und 113, das aus einem Satz von Spannungen auf
einem Satz von Elektrodenpaaren 115a-b, 117a-b und 118a-b und 120a-b
resultiert. In diesem Fall weisen die Elektroden einen Mitte-Mitte-
Abstand von P'= P/2 auf, aber die Spannung ändert sich nicht öfter als
einmal alle zwei Elektroden. Der minimale Mitte-Mitte-Abstand der EIN-
Pixels ist daher 2P'(=P). Fig. 6A zeigt auch das elektrische
Potential, die Amplitude der elektrooptischen Phasenverschiebung und die
optische Intensität für diese Ausführung.
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Fig. 6B zeigt das sich ergebende Pixelmuster, wenn die Spannungen eine
Elektrode nach rechts verschoben sind. In diesem Fall behalten die
Pixels denselben minimalen Pixelabstand P und die Größe bei, sind aber
um einen Abstand von P'(=P/2) verschoben.
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Auf den ersten Blick würde es scheinen, daß es möglich wäre, die
Pixels dichter zusammenzupacken, indem der Trennung von Übergängen
erlaubt wird, so dicht wie der Elektrodenabstand P' zu sein. Die Folge
könnte aber eine übermäßige Störung zwischen benachbarten EIN-Pixels
sein.
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Während das spezifische Beispiel von zwei Elektroden pro Pixel
erläutert wird, ist das Verfahren ohne weiteres auf jede Mehrzahl von
N Elektroden pro Pixel zu erweitern (d.h, der Elektrodenabstand P' ist
gleich 1/N-mal dem minimalen Pixelabstand P). In einem solchen Fall
ist die oben erwähnte Einschränkung, daß die Codierung Gruppen von
mindestens N Elektroden auf demselben Potential zur Folge haben muß.
Es gibt jedoch keine Forderung, daß die Gruppen von Elektroden auf
demselben Potential ganzzahlige Vielfache von N sein müssen. Die
verbesserte Adressierbarkeit erlaubt daher EIN-Pixels bei Trennungen
anders als ganzzahligen Vielfachen von NP', doch vorbehaltlich der
Einschränkung, daß die Trennung von Übergängen wenigstens NP' sein muß.
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Eine Verschachtelung kann verwirklicht werden, indem alle
Pixelpositionen auf einer Zeile mit dem Pixelabstand P gleichmäßig beabstandet
werden und dann alle Pixelpositionen auf nachfolgenden Zeilen durch
Versetzen aller Pixelpositionen um einen Elektrodenabstand (P/N)
verschoben werden. Der oben erläuterte spezifische Fall, nämlich N = 2,
ist von praktischer Bedeutung, da er eine Zweizeilen-Verschachtelung
ermöglicht. Die Wichtigkeit davon ist, daß die typische Pixelgröße
etwa P/2 im Durchmesser ist, so daß die Verschachtelung das Füllen
von Zwischenpixel-Nullstellen erlaubt. Es wird bemerkt, daß dieses
Verfahren inhärent keine Kreuzabtast-Bildversetzung liefert, um die
Bewegung des Aufzeichnungsmediums zwischen aufeinanderfolgenden
Zeilen auszugleichen. Wenn das Medium nicht für jede Abtastzeilengruppe
angehalten wird, ist die Folge ein Diamant-Verschachtelungsraster, wie
in Fig. 7A gezeigt. Das direkte Aufzeichnen von Rasterdaten auf dem
Diamantraster wird eine systematische Kreuzabtast-Versetzung für
abwechselnde Pixels entlang den verschachtelten Zeilen zur Folge haben.
Dies kann ein ernsthafter Effekt sein oder nicht, was von dem
Bildinhalt, dem Aufzeichnungsprozeß und sichtbaren Effekten abhängt. Eine
Modifikation der digitalisierten Schriftmuster kann z.B. benutzt
werden, um dies auszugleichen. Das Diamant-Verschachtelungsraster kann
vorteilhaft sein, wenn die aufgezeichnete Information geeignet
räumlich abgetastet oder interpoliert wird, wie z.B. in einem
elektronischen reprographischen System, wo die eingelesenen Abstaststellen
inhärent unabhängig von der Bildkantenstelle sind.
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Fig 7B zeigt das Ergebnis mit Kreuzabtast-Kompensation.
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Fig. 7C zeigt, wie der Versetzungseffekt vernachlässigbar gemacht
werden kann, indem der Modulator zwischen verschachtelten Datensätzen
schnell hin- und hergeschaltet wird. Dies könnte durch Umschreiben
der Datenleitungen verwirklicht werden, was eine erhöhte Modulator-
Dateineingangsbandbreite erfordert, oder durch Verwenden eines VLSI-
Treiberchips mit interner Speicherung der Daten der zwei
verschachtelten Zeilen.
Bevorzugte physikalische Konfiguration
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Das Ausgangsbild hängt von dem Eingangsdaten-Spannungsmuster auf den
Elektroden und dem räumlichen Frequenzgang des optischen
Gesamtsystems ab. Dieser wird durch den intrinsischen Frequenzgang des
Modulators selbst und den Frequenzgang von anderen Teilen des optischen
Systems, z.B. des Raumfilters (wenn vorhanden), bestimmt. So weit als
möglich ist es erwünscht, daß ein EIN-Pixel für jede Spannungsstufe
zwischen benachbarten Elektroden vorhanden ist und daß einzelne
Pixels im wesentlichen dieselbe Form und Größe ohne Rücksicht auf das
Datenmuster aufweisen.
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Der intrinsische räumliche Frequenzgang des Modulators hängt von den
physikalischen Eigenschaften des Modulators ab, die die elektrischen
und optischen Eigenschaften des Materials und die Elektrodengeometrie
(Länge und Abstand) einschließen. Der Gesamtfrequenzgang hängt ferner
von den Beleuchtungsbedingungen und dem räumlichen Filter ab. Wie
unten erörtert werden wird, ist es möglich, eine physikalische
Konfiguration zu wählen, die Übersprechen unterdrückt und hohen
Wirkungsgrad und gleichmäßige Pixelgröße -form liefert.
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Es ist günstig, die normalisierten Glanz- und Schrägwinkel Go und So
in Einheiten des Zwischenordnungswinkels (die Trennung der nullten und
ersten Brechungsordnung) zu definieren und die normalisierte
Raumfrequenz F, die Treibspannung VT und die Elektrodenlänge Qo wie folgt
zu definieren:
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Go = γ/(λ/(n o))
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So = θ/(λ/(n o))
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F = f o
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Qo = 2πLλ/(n o²)
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VT = 2πn&sup4;r oV(f)/λ²
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wo γ = Glanzwinkel (der Winkel zwischen dem Strahl und
der Oberfläche des elektrooptischen Elements)
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θ = Schrägwinkel (der Winkel zwischen dem Strahl und
der Richtung der Elektroden)
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f = Ortsfrequenz
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V(f) = Spitze-Spitze Spannung der
TIR-Oberflächenpotential-Spektrumskomponente bei Ortsfrequenz f
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L = Elektrodenlänge
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λ = optische Wellenlänge
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n = optischer Brechungsindex
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o = räumliche Modulationsperiode des EO
(2N-mal Elektrodenabstand oder 2mal Mindestpixelabstand P)
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Der Brechungswirkungsgrad η als eine Funktion der Ortsfrequenz für
Planwellenbeleuchtung kann angenähert werden, indem die physikalischen
Theorieergebnisse der Brechung der Optik für lange Elektrodenlänge,
die bei hohen Ortsfrequenzen richtige Ergebnisse liefert, mit einer
geometrischen Untersuchung der Brechung der Optik für endliche
Elektrodenlänge kombiniert wird, die für niedrige Ortsfrequenzen gültig
ist, wo Wirkungen der Brechungsunterdrückung der totalen inneren
Reflexion klein sind. Der resultierende Ausdruck für η ist wie folgt:
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η = HQ²VT²E Go * Re[(Go²-2FSo-F²)½]/D
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wo E = Verhältnis von senkrechten zu tangentialen dielektrischen
Tensorkomponenten
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D = {[(1-E)F + 2SoE]² + 4EGo²}2
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HQ = 1-exp[- F GoQo/(2E½)].
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Die Größe VT ist eine Funktion der Ortsfrequenz, wobei sie eine
normalisierte Version von VT ist, die die Spitze-Spitze-Spannung der
TIR-Oberflächenpotentialkomponente bei Ortsfrequenz f ist. Die Größe
hängt von den auf den Elektroden codierten Daten ab, da die Daten die
Ortsfrequenzen definieren, die vorhanden sind. Für alle Pixels im EIN-
Zustand wechselt die Spannung von Elektrode zu Elektrode, so ist die
Ortsperiode das Zweifache des Pixelabstands, die Ortsfrequenz die
Umkehrung davon und die normalisierte Frequenz F = 1. In diesem Fall
ist der Wert von V ungefähr gleich der aufgedrückten Spannung, wobei
er sich durch einen geometrischen Faktor nahe eins unterscheidet, der
von der Elektrodenbreite relativ zu der Lücke zwischen den Elektroden
abhängt.
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Es ist zu bemerken, daß die Gleichung die Brechungstheorie erster
Ordnung liefert, die für Brechungswirkungsgrade bis zu etwa 30% gültig
ist. Jenseits von 30% können nichtlineare Mehrfachstreuungseffekte
wichtig werden, und die lineare Systemfrequenzganganalyse kann nicht
ausreichend sein. Die Amplitude des Frequenzgangs ist gegeben durch
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H(F) = η½sgn(F)/VT.
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Wo differentielle Codierung benutzt wird, ist es erwünscht, daß die
optische Amplitude des gebrochenen Lichts an einem Punkt der
Differenz im elektrischen Potential zwischen Punkten proportional ist, die
mit dem Pixelabstand beabstandet sind (was für den Fall von N
Elektroden pro Pixel N-mal der Elektrodenabstand ist). Dies erfordert ein
Ansprechen ähnlich dem linearen Operator, der als der endliche
Differenzoperator bekannt ist.
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Fig. 8A-B zeigen einen idealen Stufeneingang und das endliche
Differenzansprechen auf den über ein Intervall P angenommenen
Stufeneingang, wo P der Pixelabstand ist. Fig. 8C-D sind entsprechende
Darstellungen für einen nicht-idealen Stufeneingang. Der endliche
Differenzoperator (P) kann als ein ungerades Impulspaar, nämlich (P) =
δ(x + P/2) - δ(x - P/2), ausgedrückt werden, wie in Fig 8E gezeigt.
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Der Frequenzgang ist durch die Fourier-Transformation des endlichen
Differenzoperators gegeben. Fig. 8F zeigt den optimalen Frequenzgang
zum Betrieb mit differentieller Codierung. Der Frequenzgang ändert
sich als sin(πF/2), wo F = 1 (f = 1/(2P)) der Grundwelle der "Alle-
Pixels-EIN"-Brechungskomponente entspricht. Fig. 8G zeigt einen
annehmbaren Frequenzgang, der dem idealen Frequenzgang über den
Ortsfrequenzbereich -2 ≤ F ≤ 2 folgt, wo F = 2 (f = 1/P) die erste Null
des gewünschten Frequenzgangs ist. Für die Codierung mit einer
Elektrode pro Pixel oder für den allgemeineren Fall, wo alle
Normalisierung in Form von 2N mal dem Elektrodenabstand (d.h., 2mal der
Pixelabstand) ist, ist ein Ansprechen bei höheren Frequenzen nicht
erforderlich, da diese Komponenten nur zur Pixelprofil-Randschärfe
beitragen.
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Fig. 8H zeigt den Frequenzgang im Grenzwert von langen Elektroden und
großem Glanzwinkel. Der Frequenzgang unterscheidet sich wesentlich
von der gewünschten Frequenzabhängigkeit. Es ist jedoch möglich, die
physikalischen Parameter zuzuschneiden, um den gewünschten
Frequenzgang
bereitzustellen.
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Beim Langelektroden-Grenzwert kann gezeigt werden, daß der
Wirkungsgrad bei F = 1 bei einem relativ kleinen Glanzwinkel optimiert ist.
Für kleine Glanzwinkel wird jedoch die Größe (Go²-2FSo-F²) für
einige höhere, aber endliche Ortsfrequenzen negativ, und der Frequenzgang
wird daher oberhalb einer endlichen Ortsfrequenz abgeschnitten.
Dieses Abschneiden kann glücklicherweise ausgenutzt werden, um den
Ortsfrequenzgang von Fig. 8H mehr an den von Fig. 8G anzugleichen.
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Für axiale Illumination (So = 0) tritt das Abschneiden auf, wenn Go
≥ F, d.h., wenn der Zwischenordnungs-Brechungswinkel für eine
gegebene Ortsfrequenz gleich dem Eingangsglanzwinkel ist oder diesen
übersteigt. Die axiale Illumination ist von besonderem Interesse, da der
Frequenzgang in bezug auf F antisymmetrisch ist, wie es für
differentielle Codierung gewünscht wird. Die Verwendung von Go wesentlich
kleiner als 2 würde einen Teil des gewünschten Frequenzgangs für
differentielle Codierung unterhalb F = 2 beschneiden. Andererseits würde
die Verwendung von Go wesentlich größer als 2 den
Brechungswirkungsgrad vermindern und würde den Frequenzgang von der gewünschten Form
unterhalb F = 2 mit einem Abschneiden bei F = 2 abweichen lassen. Go
= 2 und So = 0 ist daher eine bevorzugte Illuminationsbedingung für
den differentiell codierten Modulator. Fig. 9A zeigt den
Ortsfrequenzgang für Go = 2 und So = 0 mit einer langen Elektrode.
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Es ist wichtig zu bemerken, daß weitere Bedingungen erforderlich sind,
um die gewünschte Frequenzgangform in dem Frequenzbereich -1 ≤ F ≤ 1
zu erreichen. Zwei Möglichkeiten zum Korrigieren diese Frequenzgangs
bestehen im Auswählen einer optimalen Elektrodenlänge und im
Bereitstellen eines spezifisch konfigurierten optischen
Ortsfrequenzgangfilters.
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Wenn die Elektrodenlänge relativ kurz ist, wird die Anhängigkeit des
Faktors HQ² in der Wirkungsgradgleichung sichtbar. In der Tat ist HQ
als eine Funktion von F ungefähr linear, was bedeutet, daß er sich für
kleine Werte von F auch einer Sinusfunktion annähert. Fig. 9B zeigt
den Frequenzgang für eine endliche Elektrodenlänge; dieser liegt
deutlich näher an dem gewünschten Frequenzgang. Durch Auswählen der
geeigneten Elektrodenlänge ist es möglich, in einem niedrigen
Frequenzbereich den Frequenzgang an den gewünschten Frequenzgang anzupassen. Das
bedeutet, für F « 1, HQ = sin(FGoQo/(2E½)), was für Qo = πE½/Go
gleich sin(πF/2) sein wird. Dies liefert den optimalen Frequenzgang,
wie in Fig. 9C gezeigt. In Form der physikalischen Variablen ergibt
dies L = E½ o/(2γ) = E½P/γ.
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Diese optimale Länge ist unabhängig von der optischen Wellenlänge, so
daß beim Mehrwellenlängenbetrieb der Frequenzgang gleichzeitig über
einen breiten Bereich von Wellenlängen optimiert werden kann. Dies
ist, weil die Beschneidung des Interaktionspfades ein
wellenlängenunabhängiger geometrischer Optikeffekt ist. Zum Betrieb in Lithiumniobat
mit der Tangentialrichtung längs der Z-Kristallachse und der
Normalrichtung längs der Y-Kristallachse ist E=1.54, wenn geklampte
Dielektrizitätskonstanten wirksam sind (2.54, wenn ungeklampte
Dielektrizitätskonstanten wirksam sind). Für E = 1.54 und Go = 2 ist dann der
optimale Wert Qo = 1.95. In diesem Fall ist HQ = 0.792 bei F = 1, so
daß der Wirkungsgrad für den "Alle-Pixels-EIN"-Zustand für eine
gegebene Spannung um einen Faktor HQ² = 0.63 gegenüber einer sehr langen
Elektrode verringert wird. Alternativ beträgt die Zunahme der
Kompensationsspannung 1/GQ = 1.26. (Für E = 2.54 und Go = 2, dann Qo = 2.50,
und die anderen Größen ändern sich entsprechend). Im allgemeinen
gelten die geklampten Dielektrizitätskonstanten für Elektroden, die bei
hohen Frequenzen oberhalb der akustischen Resonanz geschaltet werden;
ungeklampte Dielektrizitätskonstanten gelten unterhalb der akustischen
Resonanz.
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Die Abhängigkeit des Brechungswirkungsgrades von der Elektrodenlänge
erlaubt sornit die Auswahl einer Elektrodenlänge, die den gewünschten
Ortsfrequenzgang liefert. Die Elektrodenlänge, die die Unterdrückung
des Pixelübersprechens optimiert, ist jedoch nicht unbedingt die
Elektrodenlänge, die aus anderen Gesichtspunkten wünschenswert ist. Wie
oben bemerkt, hat die optimale Elektrodenlänge eine Abnahme des
Wirkungsgrades und eine Zunahme der benötigen Treibspannung zur Folge.
Außerdem kann der richtige Ableich kurzer Elektroden schwierig sein,
was für längere Elektroden spricht.
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Die obige Erörterung bezieht sich allgemein auf normalisierte
Variablen, und die Feststellungen hinsichtlich der optimalen Länge gehen von
einem festen minimalen Pixelabstand P aus. Es ist jedoch möglich,
physikalisch lange Elektroden zu haben, die sowohl den Wirkungsgrad
als auch den Frequenzgang optimieren, wenn es zulässig ist, den
Abstand
P zu erhöhen (d.h., die Elektroden in größerem Abstand
anzuordnen), während die normalisierten Parameter dieselben bleiben.
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Für den Fall, daß es gewünscht wird, längere Elektroden zu verwenden,
als erforderlich sind, um den tiefen Raumfrequenzgang des Modulators
zu optimieren, ist es möglich, ein Raumfilter (ein Ausgleichsfilter)
zu verwenden, das den gewünschten Systemfrequenzgang mit langen
Elektroden liefert. Angenommen, die Beleuchtungsbedingungen werden so
gewählt, daß sie ein Abschneiden der Frequenzgangs des Modulators (wie
in Fig. 9A gezeigt) zur Folge haben, dann sollte das Raumfilter eine
Übertragungscharakteristik aufweisen, die sich sin(πf/2) in der
Amplitude und sin²(πf/2) in der Intensität für Absolutwerte von F
kleiner als etwa 1 annähert. Dies kann in Form der tatsächlichen
physikalischen Raumdimension in der räumlichen Frequenzebene, x, durch die
Skalierungsbeziehung x = TfFλ(2P) ausgedrückt werden, wo Zf die
Brennweite der Objektivlinse 42 ist. Fig. 9D und 9E zeigen die
Amplituden- und Intensitätsprofile für ein Ausgleichsfilter, das benutzt werden
könnte, um den gewünschten Frequenzgang zu liefern. Dies entspricht
einem reinen Absorptionsfilter und ist ohne weiteres durch Mittel wie
z.B. eine photographische Emulsion variabler Dichte realisierbar und
anwendbar.
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Unabhängig von diesen Erwägungen ist eine Blende erforderlich, um den
Strahl nullter Ordnung für eine ausreichend kontraststarke
Schlierenabbildung angemessen zu abzuschwächen. Wenn Licht nullter Ordnung
genügend parallel gerichtet wird, kann das Ausgleichsfilter die Funktion
dieser Blende erfüllen, weil in dem Bereich -0.1 ≤ F ≤ 0.1 die
Sinusfilterübertragung klein ist (kleiner als 1%). Wenn jedoch der Strahl
nullter Ordnung über dem ganzen Bildfeld infolge der
Brechungsabweichung des optischen Systems nicht eng lokalisiert ist, kann eine
zusätzliche Blende hoher Absorption verwendet werden. Sie braucht wegen
des gleichzeitigen Vorhandenseins des Ausgleichsfilters nicht kegelig
zu sein.
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Wenn es aus irgendeinem Grund erforderlich ist, nicht-optimale
Glanzwinkel und Elektrodenlängen zu verwenden, ist es immer noch möglich,
den gewünschten Frequenzgang einzig durch Verwenden eines rumlichen
Ausgleichsfilters zu erlangen. Zum Beipiel sollte in dem Fall langer
Elektroden und hoher Winkel das Filter eine
Übertragungscharakteristik aufweisen, die sin(F/2) in der Amplitude und sin²(F/2) in der
Intensität für F < 2 proportional ist. Fig. 9F und 9G zeigen die
Filtereigenschaften. Dieses Filter benötigt keine Absorption bei der
Grundfrequenz (F = 1) (alle Pixels sprechen an); die Absorption
reduziert übermäßiges Licht und Nachschwingen nur in Pixels mit
moduliertem Muster. Fig. 9H ist eine vereinfachte schematische
Darstellung, die auch das Blockieren des Lichts oberhalb F = 2 zeigt. Sie
zeigt außerdem den Frequenzgang in bezug auf die physikalische
Vorrichtung.
Abschluß
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Zusammenfassend man kann ersehen, daß eine Technik beschrieben worden
ist, die das räumliche Adressierungsvermögen von räumlichen
EO-Lichtmodulatoren erhöht. Dies wird erreicht, indem der Aufbau so
abgewandelt wird, daß er N Elektroden pro Pixel enthält. Die Bedingungen, die
darauf abzielen, die Funktion im Fall der Konfiguration mit einer
Elektrode pro Pixel zu optimieren, gelten jedoch ebensogut für den
Fall von mehrfachen Elektroden.
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Während oben eine Anzahl von Ausführungen beschrieben wurde, können
verschiedene Modifikationen, Alternativen und Äquivalente verwendet
werden. Zum Beispiel könnte ein zentrales Breitfeldsystem (nicht
gezeigt) benutzt werden, um den Umwandlungsprozeß durchzuführen, obwohl
man einsehen wird, daß eine solche Änderung die logische Beziehung
der einzelnen Pixels innerhalb des Intensitätsprofils zu der
örtlichen Phasenmodulation der Wellenfomt des Lichtstrahls 32 umkehren
würde (d.h., "helle" Pixels würden "dunkle" Pixels werden und
umgekehrt, sofern keine Schritte unternommen würden, um die Umkehr in der
logischen Beziehung zu berücksichtigen). In einem solchen Fall
könnten jedoch die spezifischen Techniken zur Optimierung des
Ortsfrequenzgangs des Bildstabes anders sein.