DE2339340C2

DE2339340C2 - Elektronenröhre

Info

Publication number: DE2339340C2
Application number: DE2339340A
Authority: DE
Inventors: Edward Failing Beaverton Oreg. Ritz jun.
Original assignee: Tektronix Inc
Current assignee: Tektronix Inc
Priority date: 1972-08-04
Filing date: 1973-08-03
Publication date: 1986-05-28
Also published as: SU568406A3; FR2195061A1; JPS5731257B2; NL167799B; DE2339340A1; US3796910A; CA980400A; FR2195061B1; NL7310745A; JPS49132924A; NL167799C; GB1435526A

Description

6>_m = Q_e + 2 πη
erfüllt ist, wobei der magnetische Verweilwinkel durch

Q_m = ci)T_L,mitu> als Zyklotronfrequenz (a> = I₁- B₀,n = Verhältnis von Ladung zu Masse fürdas Elektron) und T_L als Durchgangszeit für die Durchquerung der elektrischen Felderzeugungseinrichtung (48) {T_L = L/Zq, L = Länge der Einrichtung, Z₀ = V2 η Va, V₀ = Beschleunigungsspannung)

definiert ist und der elektrische Verdrehwinkel Q_c den Gesamtdrehwinkel des Feldes darstellt, das zwischen Eingang und Ausgang der Erzeugungseinrichtungen für das elektrische Feld vorhanden ist, während η eine positive oder negative ganze Zahl (außer 0) ist.

2. Elektronenröhren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß n = ± 1 und 0<<9,. S 2 π gilt.

3. Elektronenröhren nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, daß

0<Θ_ρ<-^-;ϊ

4. Elektronenröhren nach einem der Ansprüche 1 bis 3, wobei die Einrichtung zur Erzeugung des elektrischen Feldes ein sogenanntes Deflektron darstellt, dadurch gekennzeichnet, daß am Eingang des Defiektrons (48) ein auf einem festen Potential liegender Schirm (46) mit einer Durchtrittsöffnung (47) vorgesehen ist.

5. Elektronenröhren nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß zwischen Anode und Schirm (46) ein im wesentlichen feldfreier Laufraum (22) vorgesehen ist.

6. Elektronenröhren nach einem der Ansprüche 1 bis 5, gekennzeichnet durch Anwendung bei Mikropunktröhren hoher Strahlintensität, Vidikon- oder Bild-Orthikon-Röhren und Röntgenstrahlröhren.

7. Elektronenröhren nach einem der Ansprüche 1 bis 5, gekennzeichnet durch Anwendung bei Monochrom- oder Farbfernsehprojektionssystemen.

8. Elektronenröhren nach einem der Ansprüche 1 bis 5, gekennzeichnet durch Anwendung bei Hochlcistungsröhren mit fokussiertem Strahl zur elektronischen Oberflächenbearbeitung, zum elektronischen Schweißen oder Konturenbohren.

Die Erfindung betrifft eine Elektronenröhre, in deren Kolben sich eine Kathode zur Aussendung eines Elektronenstrahls, im Abstand von der Kathode eine Anode mit einer strahlbegrenzenden Öffnung für den Durchgang des Elektronenstrahls sowie im Abstand von der Anode eine Targetelektrode befinden, wobei längs des Kolbens zwischen der Targetelektrode und der Kathode eine Einrichtung zur Erzeugung eines elektrischen Feldes E angeordnet ist, deren Feldrichtung im wesentlichen senkrecht zur Längsachse des Kolbens verläuft und sich längs der Längsachse um einen Winkel dreht, der im wesentlichen proportional zur Längsachsen-Koordinate Z hinsichtlich einer festen, quer zur Längsachse liegenden Koordinate Y ist, um so eine elektrische Kraft auf den Elektronenstrahl auszuüben, wobei das elektrische Feld zu jedem Zeitpunkt innerhalb des Kolbenteils, der das elektrische Feld enthält, eine im wesentlichen gleichförmige Stärke hat, wobei ferner längs des Kolbens eine das elektrische Feld einschließende Einrichtung zur Erzeugung eines magnetischen Feldes B angeordnet

ist, dessen Anfang von einer Ebene, die die strahlbegrenzende Öffnung enthält, einen bestimmten Abstand aufweist und das längs der Längsachse Z eine im wesentlichen gleichförmige vorbestimmte Stärke B₀ hat, um eine mit der elektrischen Kraft zusammenwirkende, auf die Elektronen einwirkende magnetische Kraft zu erzeugen und eine resultierende spiralförmige Bewegung des Elektronenstrahls hervorzurufen.

Eine derartige Elektronenröhre ist aus der US-PS 33 19 110 bereits bekannt.

Die Ablenksysteme für Elektronenröhren der oben genannten Art, wie sie beispielsweise für Vidikons und Abtaslwandler eingesetzt werden, müssen einen kleinen Schattenfehler, eine gute Ablenkempfindlichkeit, eine hohe Aullösung, einen niedrigen Leistungsbedarf und möglichst geringe Abmessungen haben. Die Elektronenröhre der eingangs genannten Art mit einem Ablenksystem, wie es aus der US-PS 33 19 110 bekannt ist, ergibt in der Tat eine gute Auflösung, eine annehmbare Ablenkempfindlichkeit und einen verhältnismäßig niedrigen Leistungsbedarf bei geringen Abmessungen. Der Stand der Technik stellt ein »nicht verdrehtes«, schattenfreies Ablenksystem dar. Bei dieser Betriebsweise, die Schattenfreiheit garantiert, ist jedoch die Ablenkempfindlichkeit, der Leistungsverbrauch der Magnetspule und auch die durch Fokussierung erreichbare Brennpunktverkleinerung, die für eine ausreichende Auflösung erstrebenswert ist, noch nicht optimal. Es ist nämlich möglich, durch Verringerung der magnetischen Feldstärke die Ablenkempfindlichkeit zu erhöhen und gleichzeitig den Leistungsverbrauch der Magnetspule zu verringern. Die starke Vorfokussierlinse des Standes der Technik kann dann infolge der sich ergebenden Brennpunktverkleinerung entfallen. Allerdings ergibt sich nunmehr ein erheblicher Schattenfehler.

Das für die schattenfreie Betriebsart des Standes der Tecfmik erforderliche zylindrische »Deflektron« kann durch ein konisch ausgebildetes »Deflektron« ersetzt werden, wodurch die Ablenkempfindlichkeit erhöht wird, wobei dann allerdings der Schattenfehler noch weiter anwächst.

Man könnte das Deflektron durch »Verdrehen« noch weiter abwandeln, das Deflektron beispielsweise über einen Winkel von 90° verdreht ausführen. In diesem Zusammenhang sei auf die US-PS 36 66 985 verwiesen. Diese Konstruktion erhöht die Ablenkempfindlichkeit, verschlechtert jedoch den Schattenfehler noch weiter.

Aufgabe der vorliegenden Erfindung ist es, eine Elektronenröhre der eingangs genannten Art derart auszubilden, daß bei einem im wesentlichen vernachlässigbaren Schattenfehler die Ablenkempfindlichkeit verbessert, die Auflösung vergrößert und der Leistungsverbrauch der Magnetspule verringert wird.

Gelöst wird diese Aufgabe dadurch, daß die Einrichtung zur Erzeugung des sich in Abhängigkeit von der Z-Koordinate drehenden Feldes und die Einrichtung zur Erzeugung des in Z-Richtung liegenden gleichförmigen magnetischen Feldes so aufeinander abgestimmt sind, daß die Gleichung

6>,„ = Θ,. + 2πη
erfüllt ist, wobei der magnetische Verweilwinkel durch

6>„, = o) T,_, mit ω als Zyklotronfrequenz (<y = ι, ■ B₀,,, = Verhältnis von Ladung zu Masse für das Elektron) und 7) als Durchgangszeit für die Durchquerung der elektrischen Felderzeugungseinrichtung (T_L = LZZ₀, L = Länge der Einrichtung, Z₀ = V2 >, Va , V_a = Beschleunigungsspannung)

definiert ist und der elektrische Verdrehwinkel Q_e den Gesamtdrehwinkel des Feldes darstellt, das zwischen Eingang und Ausgang der Erzeugungseinrichtungen für das elektrische Feld vorhanden ist, während η eine positive oder negative ganze Zahl (außer 0) ist.

Durch diese Maßnahmen werden sowohl die Ablenkempfindlichkeit, wie auch die Auflösung verbessert und außerdem die Spulenerregungsleistung verringert.

So gilt für die Ablenkempfindlichkeit, siehe die Gleichung 14 der Beschreibung und die Fig. 11, daß für

// = -1 der Wert der Ablenkempfindlichkeit K im Bereich von O<0_P< 2 π stets größer \ = 0,318 ist, das ist der

Wert, der sich beim Stand der Technik für Q₁. = 0 ergibt. Die vorliegende Erfindung bringt eine mögliche Ablenkempfindlichkeit bis zu 0,405, verglichen mit 0,318 beim Stand der Technik, d. h. beim schattenfreien, ungedrehten Ablenksystem.

Minsichtlich der Auflösung ist zu sagen, daß die elektronenoptische Vergrößerung M gemäß der vorliegenden Erfindung, siehe die Gleichung 18 sowie die Fig. 14, wo die Vergrößerung Mals Funktion von Θ_Ρ aufgetragen ist, Tür den Bereich 0 < 0_e < 2 /rjeweils kleiner als 1 ist. Da der Wert von M bei dem unverdrehten schattenfreien System gemäß dem Stand der Technik, bei dem Θ₍ = 0 ist, 1 beträgt, liefert die vorliegende Erfindung in jedem so Falle ein kleineres Bild der strahlbegrenzenden Öffnung 44 am Bildschirm (vorausgesetzt, eine vergrößernde Vorrokussierlinse wird nicht benutzt). Dieser kleinere Punkt ergibt eine entsprechend höhere Auflösung bei der Abtastung.

Für die Spulenerregungsleistung ist zu berücksichtigen, daß für eine gegebene Spule der erforderliche Strom proportional zur gewünschten Höhe der magnetischen Feldstärke, |ß_o|, und somit auch proportional zu|0_m|ist. Die verbrauchte Leistung ist proportional zum Quadrat des Stroms und somit zum Quadrat von 0„,. Aus Gleichung 12 ergibt sich Tür η = -1, siehe F i g. 4, daß für die gedrehten schattenfreien Betriebsarten 0 < Q_e < 2 π die Größe von Θ,,, < 2 π ist. Da beim Stand der Technik, dem ungedrehten schattenfreien System, Q_e = 0 und damit \Θ,,,\ = 2 π gilt, bedeutet dies, daß der Stand der Technik eine höhere Leistung für die Spulenerregung benötigt, als das erfindungsgemäße System. ^%

Es zeigt sich somit, daß durch die besondere Abstimmung der einzelnen Werte gemäß dem kennzeichnenden Teil des Hauptanspruchs nicht nur ein Schattenfehler von im wesentlichen 0 erreicht wird, sondern auch die Ablcnkcmpfindlichkeit sich verbessert, die Auflösung vergrößert wird und die Magnetspule einer geringere Leistungsaufnahme besitzt.

Dies gilt insbesondere, wenn gemäß Anspruch 2 die Beziehung η = ± 1 und 0 < Θ,. S 2 η gilt.

Die Erfindung wird nachstehend anhand von Ausfiihrungsbeispielen näher erläutert, die in den Zeichnunucn dargestellt sind.

Es zeigt

Fig. 1 in vereinfachter Darstellung schematisch eine besondere Ausfiihrungsform der erfindungsgemäßen Elektronenröhre in einer Längsschnittdarstellung;

F ig. 2 eine Längsschnittansicht der F i g. 1 zur noch genaueren Darstellung bestimmter wesentlicher Bestund- '

Fig. 3 ein in eine Ebene abgewickeltes herkömmliches »Deflektron«; ι

Fig. 4 das in eine Ebene abgewickelte, jedoch modifizierte Deflektron gemäß Fig. 3;
F i g. 5 eine perspektivische Ansicht des modifizierten Musters nach F i g. 4 in seiner Anordnung an der Innenfläche eines zylindrischen Körpers;

Fig. 6a das zur Analysierung der Wirkungsweise der Erfindung verwendete Koordinatensystem und die räumlichen Zuordnungen der elektrischen und magnetischen Felder eines herkömmlichen Deflektrons;

Fig. 6b die räumlichen Zuordnungen der elektrischen und magnetischen Felder in einem modifizierten :,

Deflektron; und !:

Fig. 7-16 die Eigenschaften der Erfindung veranschaulichende Diagramme. :

Die Theorie der Wirkungsweise der Erfindung wird nachstehend unter Bezugnahme auf den schematischen „■-'

Längsabschnitt der Elektronenstrahlröhre EBT der F i g. 1 untersucht, die einen zylindrischen Kolben 20 hat, in "ij

dem ein Vakuum aufrechterhalten wird. Im Innern des Kolbens 20 ist ein Elektronenstrahlerzeugungssystem ΐ '

oder eine Elektronenquelle 21 angeordnet, die einen längsgerichteten Elektronenstrahl mit schmalem Öff- ■';

nungswinkel erzeugt. An die Elektronenquelle 21 schließt sich ein Laufraum 22 mit der Länge A an, der im ',

wesentlichen frei von elektrischen und magnetischen Feldern gehalten sein, alternativ jedoch auch eine elektro- ;

statische Vorfokussierlinse 23 enthalten kann. Im Abstand A von der Elektronenquelle 21 ist ein Hohlraum 24 mit der Länge L vorgesehen, der eine Einrichtung zur Erzeugung eines elektrischen Feldes innerhalb des Hohl- i;

raums 24 mit im wesentlichen konstanter Amplitude, jedoch räumlich veränderlicher Ausrichtung enthält, wie das weiter unten genauer erläutert wird. Der Hohlraum 24 ist von einer Magnetspule 25 umgeben, die koaxial zu dem Hohlraum 24 verläuft und sich im wesentlichen über die gleiche Strecke wie dieser erstreckt. Die Magnetspule 25 erzeugt ein im wesentlichen gleichförmiges Magnetfeld, das längs der Längsachse des Kolbens 20 innerhalb des Hohlraums 24 ausgerichtet ist. Auf der gegenüberliegenden Seite des Hohlraums 24 ist eine Targetelektrode 26 vorgesehen, deren Beschaffenheit von dem gewünschten Anwendungsfall abhängt und die entweder so nahe wie praktisch durchführbar an das Ende des Hohlraums 24 gebracht oder aber in einem optimalen Abstand davon angeordnet werden kann.

F i g. 2 ist ein Längsschnitt durch die Elektronentrahlröhre EBT der F i g. 1, der deren wesentliche Bestandteile ι

erkennen läßt. Entsprechend F i g. 2 weist die Elektronenquelle 21 eine thermionische Kathode 40, ein Gitter 41 ,'

für die Steuerung des Elektronenflusses, eine Anodenkappe 42 zur Beschleunigung der Elektronen sowie eine Strahlbegrenzungselektrode 43 mit einer kleinen strahlbegrenzenden Öffnung 44 auf, wobei die Öffnung 44 in bezug auf die Längsachse der Elektronenstrahlröhre im wesentlichen zentriert ist, um so die radiale Ausdehnung des Elektronenstrahls zu begrenzen. Der Laufraum 22 enthält einen zylindrischen Mantel 45, der an seinem einen Ende durch die Strahlbegrenzungselektrode 43 und an seinem anderen Ende durch einen Ablenkschirm 46 begrenzt ist. Der Ablenkschirm 46 ist von einer senkrecht zur Längsachse verlaufenden Platte gebildet und hat eine kreisförmige Öffnung 47, die in bezug auf die Längsachse zentriert ist. Der Hohlraum 24 enthält eine elektrische Felderzeugungseinrichtung in Form eines zylindrischen elektrostatischen Ablenkjochs oder Deflektrons 48, um ein elektrisches Feld zu erzeugen, dessen Eigenschaften weiter unten genauer erläutert werden. Das Deflektron 48 entspricht der hier als »Verdreh«-Typ bezeichneten Bauart und ist mit einer Mehrzahl ineinandergreifender horizontaler und vertikaler Ablenkelektroden versehen. Das Deflektron 48 kann zweckmäßig an der Innenfläche des Kolbens 20 entsprechend herkömmlichen fotografischen Verfahren, jedoch auch in jeder anderen geeigneten Weise angeordnet werden. Die Magnetspule 25 ist so angeordnet, daß ihr der Elektronenquelle 21 zugeordnetes Ende und das ebenfalls der Elektronenquelle 21 zugewandte Ende des Deflektrons 48 sich im wesentlichen in der gleiche Höhe der Längsachse befinden. Die Targetelektrode 26 ist von einer feinmaschigen Elektrode 49 gebildet, die von einer weiteren Targetelektrode 50 einen kleinen Abstand hat. Die Targetelektrode 50 kann eine lichtempfindliche Targetelektrode, eine Siüciumoxid-Speicher-Targetelektrodc oder ein sonstiger geeigneter Target-Aufbau sein, um die gewünschte Funktion zu ergeben. Die feinmaschige Elektrode 49 ist vorzugsweise so nahe wie möglich an dem Deflektron 48 angeordnet.

Im Betrieb werden von der Kathode 40 ausgesandte Elektronen beschleunigt und unter der Einwirkung des Gitters 41, der Anodenkappe 42 sowie der strahlbegrenzenden Öffnung 44 zu einem schmalen, längsgerichteten Strahl geformt, der den Mantel 45 und den Ablenkschirm 46 durchläuft, um anschließend in den Hohlraum 24 einzutreten, wo er unter der Einwirkung der Magnetspule 25 und des Deflektrons 48 abgelenkt und durch das Gitter 49 auf die Targetelektrode 50 fokussiert wird, von der dann ein Signal entsprechend herkömmlichen Leseverfahren elektrisch ausgelesen werden kann. Die Anodenkappe 42, die Strahlbegrenzungselektrode 43, der Ablenkschirm 46 und die Gitterelektrode 49 werden im wesentlichen mit der gleichen Spannung V„ betrieben. Den x- und>-Elektroden des Deflektrons 48 werden in herkömmlicher Weise Abtastspannungen zugeführt. Die durchschnittliche Spannung der Abtastspannung sollte im wesentlichen die gleiche wie für V_B sein. Wenn die dem Mantel 45 zugeführte Spannung V₁₁ ist, so wirkt der Mantel 45 als ein feldfreier Laufraum, während er anderenfalls als eine Vorfokussierlinse wirksam ist. Ein geeigneter Strom wird durch die Magnetspule 25 geleitet. Das die Targetelektrode 50 beaufschlagende Potential hängt von der Beschaffenheit der Targetelektrode ab, beträgt aber typischerweise etwa 10 V · V₀ kann ebenfalls abweichende Werte haben, jedoch beträgt sein Wert typischerweise etwa 300 V.

Das »verdrehte« Deflektron 48 wird durch Änderung des Elektrodenmusters eines herkömmlichen Deflektrons in der folgenden Weise erzeugt. Fig. 3 zeigt ein in eine Ebene abgewickeltes herkömmliches Deflektron-Muster. Der Pfeil zeigt in die Richtung derDeflektron-Achse. Die durch die Spitzen derzickzackförmig ineinan-

dergreifenden Zonen 51,52, die die χ- und^-Ablenkelektroden bilden, verlaufende Linie a-a bildet eine Bezugslinie parallel zur Deflektron-Achse. Fi g. 4 zeigt dasselbe Muster nach einer »Verdrehung«. Die Linie a-a ist zur Linie a'-a' geworden, die zwar immer noch gradlinig verläuft, jedoch im Verhältnis zur Achse des Deflektrons 48 geneigt ist. Die Änderung wird durch Verschiebung jedes Punktes des Musters in Umfangsrichtung in einer senkrecht zur Deflektron-Achse verlaufenden Richtung um einen Abstand verursacht, der direkt proportional 5 dem Abstand dieses Punktes in Längsrichtung von dem der Elektronenquelle zugewandten Ende des Deflektrons ist. Wenn das Muster der Fig. 4 zu einem Zylinder entsprechend Fig. 5 gewickelt wird, beschreibt die Linie a'-a' auf der Oberfläche des Zylinders eine Spirale, und Punkte am der Targetelektrode benachbarten Ende des Deflektrons 48 sind gegenüber entsprechenden Punkten am gegenüberliegenden Ende des Deflektrons um einen Winkel Θ_Ρ verdreht worden, wobei der Winkel 0_f als der elektrische Verdrehungswinkel definiert ist. Dazwischen liegende Punkte werden um einen Winkel verdreht, der gleich (ZZL)Q _c ist, wobei Z die Entfernung des jeweiligen Punktes von dem der Elektronenquelle benachbarten Ende des Deflektrons in Längsrichtung ist. Ein ähnliches Ergebnis würde sich einstellen, wenn die beiden Enden eines herkömmlichen Deflektrons entsprechend F i g. 3 nach Einrollung zu einem Zylinder erfaßt und in entgegengesetzten Richtungen verdreht würden.

Derzeit bekannte verdrehte Deflektrons haben eine Verdrehung, die durch Q_e - π/2 rad oder90° bestimmt ist. Es sind jedoch auch andere Winkel möglich.

Es soll nun gezeigt werden, daß bei Einstellung des Magnetfeldes auf den richtigen Wert, wie er durch das Maß der Verdrehung gegeben ist, eine bisher unerwartete neue Arbeitsmöglichkeit erhalten werden kann. Um dies zu verwirklichen, werden die Gleichungen für die Bewegungen der Elektronen in den einander überlagernden elektrischen und magnetischen Feldern in dem Hohlraum 24 der F i g. 1 bzw. 2 abgeleitet und gelöst. Dabei muß der Bedingung genügt werden, daß der Schattenfehler Null ist, und aus dieser Bedingung wird eine Beschränkung hinsichtlich zulässiger Werte der Magnetfeldstärke hergeleitet.

Zunächst ist es notwendig, ein Koordinatensystem aufzustellen. Der Ausgangspunkt der Koordinaten liegt in F i g. 6a und 6b auf der Achse an der Stelle, wo der Elektronenstrahl in das Deflektron eintritt. Die Achse des Röhrenkolbens fällt mit der Z-Achse zusammen, wobei der Einheitsvektor ζ zu derTargetelektrode hin gerichtet ist. Insgesamt bilden die Einheitsvektoren x,y und ζ die Basis des rechtshändigen, orthogonalen Koordinatensystems.

Das elektrische Feld eines herkömmlichen zylindrischen Deflektrons hat den Wert E. = 0, da der elektrische Vektor E senkrecht zu der Z-Achse verläuft. Die Größe von E und seine Ausrichtung in der x-.y-Ebene werden durch die Beaufschlagung des Deflektrons in bekannter Weise mit geeigneten Spannungen gesteuert. Ohne die allgemeinen Gesichtspunkte aus dem Auge zu verlieren, sei angenommen, daß E_x = 0 und E_y = -E₀, wobei E₀ die Längendes elektrischen Vektors E ist. Somit liegt E längs der negativen j^-Achse und erzeugt eine elektrische Kraft -eE in der positiven ^-Richtung. Da das Deflektron nicht verdreht ist, hat das elektrische Feld überall gleiche Größe und Richtung. F i g. 6a veranschaulicht die Beschaffenheit des elektrischen Vektors in einem herkömmlichen Deflektron. Das Volumen des Deflektrons ist durch Ebenen mit Längsintervallen von AZ = L/4 unterteilt, und die jc-v-Ausrichtung von E ist in jeder Ebene angedeutet.

Das elektrische Feld eines verdrehten Deflektrons läßt sich als jm wesentlichen senkrecht zur Z-Achse nachweisen. Jedoch bleibt die Ausrichtung des elektrischen Vektors E nicht von einem Ende des Deflektrons zum anderen Ende fest. Vielmehr erfährt der Vektor E eine Drehung um den elektrischen Verdrehungswinkel 0_e, und zwar um ein mit axialem Abstand vom Ausgangspunkt gleichförmig zunehmendes Maß. Die x- und_y-Komponenten des elektrischen Feldes sind gegeben durch

E_x = E₀ sin (0,ZZL) (I)

E₁. = -E₀ cos (.0,.ZZL) (2)

E; = 0 (3)

Die Gleichung (3) ist nicht ganz genau. Wenn jedoch der Bedingung Θ,.R₀IL < 1 genügt wird, wobei A₀ die maximale Ablenkung des Elektronenstrahls sind, so sind die Störwirkungen von E. klein. Hier wird angenommen - ohne die allgemeinen Gesichtspunkte aus den Augen zu verlieren -, daß die Anfangsrichtung des e'.ektri- so sehen Vektors längs der negativen .v-Achse ist, um mit dem herkömmlichen Fall entsprechend F i g. 6a übereinzustimmen. Die »verdrehte« Situation ist mit Fig. 6b wiedergegeben. In beiden Fig. 6a und 6b ist das Magnetfeld längs der z-Achse ausgerichtet, so daß B_x = B_y=0 und B- = B₀, wobei B₀ entweder positiv oder negativ sein kann. Die Bewegungsgleichungen lassen sich wie folgt schreiben

X = -<y Y-a sin (Q₀ZZL) (4)

>' = +<oX + a cos (Q _e ZZL) (5)

Z = O, (6)

wobei die Zyklotronfrequenz ω = >_tB₀ und die elektrische Beschleunigung a = I₁E₀. Das Verhältnis von Ladung zu Masse für das Elektron ist I₁. Für Gleichung (6) wird angenommen, daß diese genau zutrifft und zum Ausdruck bringt, daß die z-Komponente der Geschwindigkeit Z sich nicht ändert und ihren Anfangswert Z₁₁ = V2 I₁ V_a ist, wie mit F ig. 6a und 6b gezeigt. Ebenso ist vorauszusetzen, daß das Elektron in das Deflektron ohne x- oder ^-Geschwindigkeit eintritt, so daß X₀= Y₀ = 0. Da Z = Z₀, ist die axiale Lage

Z = Z„T f»

wobei T die Zeit ist, die vergangen ist, nachdem das Elektron bei Z = 0 in das Deflektron eingetreten ist.

Zweckmäßig wird die Zeit in Einheiten der Durchgangszeit 7^fUr die Durchquerung des Deflektrons entsprechend T_L = LzZ₀ und der Abstand in Einheiten von R = αΤ?/(2π)² gemessen. Das ergibt die dimensionsloscn normierten Veränderlichen χ = X/R, y = Y/R, ζ = Z/R und t = T/T_L. Ferner wird entsprechend der Lehre nach Schlesinger der magnetische Verweilwinkel 0_m als 0_m = <oT_L definiert.

Mit diesen Definitionen werden die Gleichungen (4) und (5)

x = -Θ_η y - (2π)² sin (e_et) (4a)

y = +0_mx + (2π)² cos (0_et) (5a)

Die Lösungen von (4a) und (5a) fur χ, y, χ und y als Funktionen der Zeit iassen sich wie folgt schreiben

Jrfrt- (2jt)² Γ ^Un&mt - ^Sitl0f/ Ί (8)

⁽⁾ ^{{ ]} L0_m(6>_m-6>,) 0_f(0_m-0,)J ⁽⁸⁾

ΙθΑΘη,-Θ,.) 0_m(0_m-0_e) 0_m0„J

«■>-*■>■ [Ä- S]

I e ι η Λ.1 / e t η M * I

Es ist nun notwendig, daß der Schattenfehler Null ist. Daher müssen am Ausgang des Deflektrons, wo/ = 1 ist, die x- und .y-Geschwindigkeitskomponenten verschwinden, so daß das Elektron die Targetelektrode unter rechten Winkeln dazu trifft. Unter Anwendung dieser Bedingung auf die Gleichungen (10) und (11) wird für t = 1 das folgende Ergebnis erhalten:

0_m = 0,.±2nn (12)

wobei η eine beliebige positive oder negative ganze Zahl, mit Ausnahme von Null, ist. Die Gleichung (12), die als Null-Schatten-Bedingung bezeichnet werden kann, gibt an, daß der magnetische Verweilwinkel aufwerte beschränkt werden muß, die nur um ganze Vielfache von 2 π rad von dem elektrischen Verdrehungswinkel abweichen, wenn ein Null-Schatten-Fehler erzielt werden soll. Da 0_m dem magnetischen Feld proportional ist, bedeutet Gleichung (12), daß nur bestimmte Magnetfeldwerte zulässig sind. Es läßt sich zeigen, daß, wenn 0,. 2 π übersteigt oder |n| groß wird, die Ablenkempfindlichkeit klein wird. Daher soll die weitere Untersuchung auf Fälle beschränkt werden, für die 0 < 0_e < 2 π und η = ±1, da die anderen Möglichkeiten grundsätzlich als unrealistisch anzusehen sind oder zumindest keine Vorteile bieten. Ebenso sollen die verschiedenen Null-Schatten-Moden durch die geltenden Werte 0_e und η bezeichnet werden, da die Gleichung (12) 0_m voll definiert, wenn 0_e und π gegeben sind. Beispielsweise weist der Mode (Betriebsart) [π/2, -1] eine elektrische Verdrehung von π/2 rad und einen magnetischen Verweilwinkel von -7>π/2 rad auf. Das negative Zeichen zeigt an, daß das Magnetfeld längs der negativen z-Achse ausgerichtet ist. Der Wert von 0_r ist stets positiv, so daß er die herkömmliche Gegenuhrzeigersinn-Polarität hat. Der Mode [π/2, +1] hat den gleichen elektrischen Verdrehwinkel π/2, aber den magnetischen Verweilwinkel +5π/2, was anzeigt, daß das entsprechende Magnetfeld positive z-Polarität hat. Dies veranschaulicht ein allgemeines Ergebnis: Fürjeden Wert von 0_e, mü\n\ = 1, existieren zwei Werte für 0_m, die zu Null-Schatten und daher zu zwei Werten des Magnetfeldes führen. F i g. 7 veranschau-

K_nM AIn X«*rln«*_n» ..«» i£k ;* t\ {ΐί- _ _1_ 1

u\»ui un- n.-iuCiUltg vuil C7_m, mil CT _e IUl It — _!_ 1.

Wenn eine normierte Geschwindigkeit ν in der jr-/y-Ebene mit

\ 55 ν = V_x ² + y²/(2n)²

definiert wird, wobei (2π)² die Geschwindigkeit bei / = 1 für ein Deflektron mit 0_e = 6_m = 0 ist, führen Gleichungen (10) und (11) zum Ergebnis

1 π η

sin π nt

(13)

was in F i g. 8 für |n| = 1 aufgetragen ist. Das veranschaulicht die Art und Weise, in der die Geschwindigkeit in der x-/)>-Ebene bei t = 1 auf Null abfällt, so daß ein normales Auftreffen auf die Targetclektrode gewährleistet ist. Fig. 8 gilt für alle Werte von 0_C für η = ± 1.

Die Projektionen der Elektronenflugbahnen auf die x-/y-Ebene sind mit Fig. 9 und 10 für 0_r = 0, π/2, π, 3jt/2, 2π, gezeigt. Fig. 9 zeigt Flugbahnen für η = —1, während Fig. 10 die Flugbahnen für η = +1 zeigt.

Um die Deflektronetnpfindlichkeiten, die sich für die verschiedenen Moden der Erfindung erhalten lassen, zu vergleichen, wie die Ablenkempfindlichkeit k als das Verhältnis der Ablenkung für den in Rede stehenden Mode zu der Ablenkung für ein unverdrehtes Deflektron gleichen Durchmessers und gleicher Länge, das ohne ein Magnetfeld betrieben wird, definiert. An Hand der Gleichungen (8) und (9) - unter Berücksichtigung der Gleichung (12) - läßt sich zeigen, daß k in der Form

4 sin (0_f/2) 0_P(0«, + 2 π η)

(14)

ausgedrückt werden kann. Das heißt die Werte für Θ_Ρ und η sind ausreichend, um k zu bestimmen. Die Gleichung (14) ist in F ig. 11 für« =± laufgetragen. Aus F ig. 11 ergibt sich, daß allgemein die höchsten Werte für k sich für η = -1 erzielen lassen. Der höchste mögliche Wert von k tritt bei 0_e = π auf, wobei k = AIn¹.

Der Schlesinger-Schattenfrei-Mode erscheint hier als die beiden Spezialfälle für O_e = 0: [0, +1] und [0, -I]. Die Ablenkempfindlichkeit beider Moden ist Μπ. Daher ergeben alle Moden der Erfindung für η = -1 eine Ablenkempfindlichkeit, die größer als der oder gleich dem Schlesinger-Schattenfrei-Mode ist, der in der vorliegenden Untersuchung praktisch zwei Moden entspricht.

Wenn der Abtast-Rotationswinkel 0_r als Winkel zwischen der positiven .y-Achse und der abschließend abgelenkten Richtung in derjr-/j>-Ebene definiert wird, wobei Θ_Γ positiv in der Gegenuhrzeigerrichtung gezählt wird, dann gilt tan Q_r = -x/y. Wird wieder von den Gleichungen (8) und (9) - unter Berücksichtigung der Gleichung (12) - Gebrauch gemacht, so ist das Ergebnis \n\ = 1:

Q_r = (0,/2) + (π/2), η = +1 (15a)

Θ,. = (Θ,/2) - (π/2), η = -1 (15b)

Gleichungen (15a) und (15b) sind in Fig. 12 aufgetragen. Für 6_e = π und η = -1 ist Q_r = 0, was anzeigt, daß keine Abtast-Rotation auftritt. Das läßt sich ebenso aus Fig. 9 ersehen.

Fig. 7 bis 12 und ihre entsprechenden Gleichungen beschreiben die Wirkungsweise der Elektronenstrahl-Ablenkeinrichtung der Erfindung. Bei Betrachtung der Elektronenstrahl-Fokussiereinrichtung nach der Erfindung wird es offensichtlich, daß die beiden in enger gegenseitiger Beziehung stehen.

Es ist dem einschlägigen Fachmann allgemein geläufig, daß der Laufraum 22 der Länge A (vgl. F · g. 1) und der Hohlraum 24 der Länge L, der ein im wesentlichen gleichförmiges, axial ausgerichtetes Magnetfeld enthält, gemeinsam eine Elektronenlinse bilden. Wie oben bemerkt, kann eine zusätzliche Trennung zwischen das Deflektron und die Targeteinrichtung geschaltet werden. Das liegt im Rahmen der Erfindung. Jedoch wird dadurch die Auflösung verringert, da die erzielbare Verkleinerung der Elektronenlinse herabgesetzt wird.

Wie mit F i g. 2 gezeigt, weist eine praktische Ausfuhrungsform der Linse die Anodenkappe 42 mit der strahlbegrenzenden Öffnung 44, den Mantel 45, den Ablenkschirm 46 und die Magnetspule 25 auf. Die Magnetspule soll dabei eine Länge haben, die im wesentlichen die gleiche wie die Länge L des Deflektrons ist. Ebenso soll der Mantel mit dem Anodenpotential betrieben werden, so daß der Laufraum 22 ein feldfreier Laufraum ist.

Auf Grund allgemeiner Theorie läßt sich ableiten, daß diese Linse ein Bild der Öffnung 44 auf der Targetelektrode 50 bildet, wenn der magnetische Verweilwinkel 6_m, der Abstand A und die Länge L zueinander im Verhältnis

(A/L) = -tan (6Jl)I(QJl) (16)

stehen. Berücksichtigt man die Einschänkung für <t>_m entsprechend der Gleichung (12), so erhält man als Ergebnis

A(Q,., n)lL =-tan (6_r/2)l(-^ +πn) (17)

Nachdem einmal die Werte für Q_c und η festliegen, ist daher der zulässige Wert für A/L streng definiert. F i g. 13 ist ein Diagramm der Gleichung (17) für η = ± 1. Die Vergrößerung der Linse ist bekannt als

M= |cos(0„,/2)| (18)

Setzt man die Gleichung (12) ein, so erhält man

M= |cos (0,./2)| (19)

Die Gleichung (19) ist in Fig. 14 aufgetragen. Das Ergebnis ist unabhängig vom Wert für n. Der berechnete Wert für M fällt für Q₁. = π auf Null ab. In der Praxis ist M = 0 nicht erzielbar, da hier nicht berücksichtigte Raumladungseffekte und Linsen-Aberrations-Erscheinungen die minimale Strahlgröße in Höhe der Targetelektrode beschränken, ebenso wie der Einfluß der erforderlichen Hilfslinse. Jedoch kann eine beträchtliche Verkleinerung erzielt werden, weil die Bedingung M - < 1 überall zutrifft.

Da der Abstand A unendlich oder negativ werden kann, wie sich das aus F i g. 13 und Gleichung (17) ergibt, ist es manchmal notwendig, von der elektrostatischen Hilfs- Vorfokussierlinse (23) der F i g. 1 Gebrauch zu machen. In der praktischen Ausführung der Fig. 2 würden der Linsen-Mantel (25) hier mit einer von der Anodenspannung V_a abweichenden Spannung betrieben.

Ein negativer Wert für A/L zeigt an, daß die scheinbare Elektronenquelle auf der Targetseite des Eintrittsendes des Deflektrons statt auf der Elektronenstrahl-Quellenseite liegen muß. Ein unendlicher Wert für A/L zeigt au, daß der Elektronenstrahl einer Kollimation unterworfen werden muß, wenn der Strahl in die Magnetspule eintritt Diesen Bedingungen kann genügt werden, indem die Vorfokussierlinse so betrieben wird, daß sie eine virtuelle Elektronenquelle mit dem richtigen Abstand ergibt. Die resultierende Vergrößerung hängt teilweise ίο von der Brennpunktlänge und der Lage der Vorfokussierlinse ab.

Allgemein wird Q_e vorzugsweise auf den Bereich 0 < Q_e <-— beschränkt, um eine übermäßige Verdrehung

und die Komplikationen einer starken elektrostatischen Linse zu vermeiden, in diesem Bereich ist A/L kleiner als etwa 1,23, wenn η = — 1 ist. Dadurch wird die maximale Gesamtlänge von der Strahlöffnung zur Targetelektrode auf etwa die zweifache Länge L des Deflektrons begrenzt, ohne daß eine starke Hilfs-Vorfokussierlinse verwendet wird. Jedoch sollte das Linsen-Mantel-Potentia! veränderlich sein, um für eine Feineinstellung des Brennpunktes ohne Änderung des eingestellten Magnetfeldes sorgen zu können.

Für spezielle Anwendungszwecke können größere Werte für Θ, wünschenswert sein. Beispielsweise tritt, wie oben angedeutet, für den Mode [π, -1] keine Drehung des Bildes auf. Dieses Ergebnis wird ohne die Verwendung der Mehrfachwicklung-Magnetspule erzielt, die für den gleichen Zweck entsprechend der Lehre nach der US-PS 33 19 110 - Schlesinger - erforderlich ist. Die Ablenkempfindlichkeit bei diesem Mode ist die höchstmögliche nach der Erfindung.

Ferner wird für den Mode [2π, -IJ ohne die Verwendung eines Magnetfeldes Null-Schatten erhalten, weil in diesem Fall 6_m = 0 ist. Dieser Mode stellt ein elektrostatisches Analogen zu dem Null-Schatten-Mode nach Schlesinger dar, welches der spezielle Fall [0, ± 1] oder der Null-Verdrehungt.-Mode ist. Die Moden [2/r, -1] und [0, ± 1] haben die gleiche Ablenkempfindlichkeit. Der Mode [2n, -1] erfordert eine elektrostatische Linse zur Fokussierung.

InjedemFall ist es allgemein wünschenswert, die Moden mit η = -1 anstatt» = +1 zu verwenden, da die erstgenannten eine höhere Ablenkempfindlichkeit als die letztgenannten haben.

Es ist wesentlich, die Erfindung mit dem richtigen Wert des Magnetfeldes, wie er durch Gleichung (12) gegeben ist, zu praktizieren, wenn die höchste Leistung gefordert wird. Ein unrichtiges Magnetfeld führt zu einem Schattenfehler. Wenn β der Winkel für normales Auftreffen auf die Targetelektrode ist, dann kann der Schattenfaktor s definiert werden durch

tan β =s [-^] (20)

wobei R₁, der Abstand des Strahls von der Achse an der Targetelektrode, gemessen in unnormierten Einheiten, ist. Es läßt sich zeigen, daß

(21)

wobei die rechte Seite für t = 1 ausgewertet wird. Die Größe s ist mit dem Auftreffwinkel gekoppelt und daher ein Maß für den Schattenfehler.

F i g. 15 zeigt s als eine Funktion von Q_m für den Fall [π/2, -I]. Der richtige Wert von Q_m ist - —, bei welchem

Wert s verschwindet. Jedoch nimmt s rasch zu, wenn Q_n, von - — abweicht. Beispielsweise hat sich in der Praxis für den Fall [π/2, -1] gezeigt, daß eine Änderung von etwa 0,3% im Magnetspulenstrom und daher von Q_n, einen erfaßbaren Anstieg im Maß der Schattenbildung ergibt. Aus F i g. 15 oder Gleichung (21) läßt sich herleiten, daß dies einer Änderung des Schattenfaktors von mehr als 0,014 entspricht. Bei der Verwirklichung der Erfindung ist es daher wesentlich, daß das Magnetfeld auf den richtigen Wert eingestellt wird, wenn das bestmögliche Schattenverhalten erzielt werden soll.

Es läßt sich zeigen, daß die Verwendung eines konischen anstelle eines zylindrischen Deflektrons den Schattenfaktor erhöht. Das konische Deflektron erzeugt ein elektrisches Feld, dessen Größe von einem Ende des Deflektrons zum anderen schwankt. Fig. 16 zeigt die Beziehung zwischen dem Schattenfaktor s und dem Verjüngungsverhältnis m, d. h. dem Verhältnis zwischen dem großen Durchmesser und dem kleinen Durchmesser des konischen Deflektrons. Für m = 1 ist das Deflektron daher ein Zylinder. Es sind für verschiedene Werte des elektrischen Verdrehungswinkels Q_e für η = -1 Kurven gezeigt. Für den Fall [/7/2,-1] läßt sich aus F ig. 16 herleiten, daß eine Zunahme von m = 1 auf etwa m = 1,02 den Wert j von 0 auf 0,014 ansteigen läßt, was als eine erfaßbare Verschlechterung des Schattenverhaltens bekannt ist. Es ist daher bei der Verwirklichung der Erfindung wesentlich, eine Einrichtung für ein elektrisches Feld vorzusehen, die in der Lage ist, ein elektrisches Feld von im wesentlichen konstanter Größe in dem Deflektron zu erzeugen.

Die Kurven der Fig. 16 wurden durch numerische Integration der Gleichungen der Bewegung in dem konischen Ablenk- und Fokussier-System unter Verwendung eines Computers berechnet, weil keine genaue Lösung für die konischen Fälle bekannt ist.

Somit wird durch Kombination des Ablenk- und Fokussier-Systems mit einer Erweiterung des um 90° verdrehten Deflektrons auf einen beliebigen Verdrehungswinkel und durch Betreiben des resultierenden modifizierten Systems bei einem Wert unter einer Anzahl genau festgelegter Magnetfeldwerte eine Reihe neuer Schattenfreier Moden des Systems erhalten, für die zugleich eine höhere Ablenkempfindlichkeit, eine bessere Auflösung sowie ein geringerei Magnetspulen-Leistungsbedarf als in den zuvor bekannten Schattenfreien Moden 5 erhalten werden können.

Das System der Erfindung läßt sich für viele Kathodenstrahl-Anordnungen und für eine Reihe von Anwendungsfallen einsetzen. Beispielsweise kann das System nach der Erfindung in Mikropunkt-Röhren höher Strahlintensität, in Monochrom- oder Farb-Fernsehprojektionssystemen, Vidikon- oder Bild-Orthikon-Röhren, Röntgenstrahlröhren oder Hochleistungsröhren mit fokussiertem Strahl zur elektronischen Oberflächenbearbei- io tung, zum Schweißen oder Konturenbohren eingesetzt werden.

Für die elektrostatische Linse können verschiedene Ausführungen verwendet werden. Die Länge der Magnetspule kann über die Targetelektrode hinausreichen, um die Randfelder der Magnetspule zu reduzieren. Das Deflektron kann schwach konisch gemacht werden, um eine leichtere Fertigung auf Dornen zu gestatten. Der Wert von 0,. kann negativ angenommen werden, so daß die posititven und negativen Werte von η gegeneinander 15 ausgetauscht werden. Ferner kann die Magnetspule mit einem geringfügig von dem korrekten Wert abweichenden Strom betrieben werden.

Hierzu 8 Blatt Zeichnungen

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Claims

Patentansprüche:

1. Elektronenröhre, in deren Kolben sich eine Kathode zur Aussendung eines Elektronenstrahls, im Abstand von der Kathode eine Anode mit einer strahlbegrenzenden Öffnung für den Durchgang des Elektronenstrahls sowie im Abstand von der Anode eine Targeielektrode befinden, wobei längs des Kolbens zwischen der Targetelektrode und der Anode eine Einrichtung zur Erzeugung eines elektrischen Feldes E angeordnet ist, deren Feldrichtung im wesentlichen senkrecht zur Längsachse des Kolbens verläuft und sich längs der Längsachse um einen Winkel dreht, der im wesentlichen proportional zur Längsachsenkoordinate Z hinsichtlich einer festen, quer zur Längsachse liegenden Koordinate Y ist, um so eine elektrische Kraft auf den Elektronenstrahl auszuüben, wobei das elektrische Feld zu jedem Zeitpunkt innerhalb des Kolbenteils, der das elektrische Feld enthält, eine im wesentlichen gleichförmige Stärke hat, wobei ferner längs des KoJ^ bens eine das elektrische Feld einschließende Einrichtung zur Erzeugung eines magnetischen Feldes B angeordnet ist, dessen Anfang von einer Ebene, die die strahlbegrenzende Öffnung enthält, einen bestimmten Abstand aufweist und das längs der Längsachse Z eine im wesentlichen gleichförmige vorbestimmte Stärke B₀ hat, um eine mit der elektrischen Kraft zusammenwirkende auf die Elektronen einwirkende magnetische Kraft zu erzeugen und eine resultierende spiralförmige Bewegung des Elektronenstrahls hervorzurufen, dadurch gekennzeichnet, daß die Einrichtung (48) zur Erzeugung des sich in Abhängigkeit von der Z-Koordinate sich drehenden Feldes und die Einrichtung (25) zur Erzeugung des in Z-Richtung liegenden gleichförmigen magnetischen Feldes so aufeinander abgestimmt sind, daß die Gleichung