DE2141376B2 - Vorrichtung zur Erzeugung von relativistischen Elektronenstrahlimpulsen mit magnetischer Selbstfokussierung - Google Patents

Description

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Die Erfindung betrifft eine Vorrichtung zur Erzeugung von relativistischen Elektronenstrahlimpulsen mit magnetischer Selbstfokussierung, bestehend aus einer Hochvakuumkammer mit einem als Anode dienenden Strahlaustrittsfenster, in welcher gegenüber der Anode eine kalte Kathode angeordnet ist. und einer sich an das Strahlaustrittsfenster anschließenden. Gas enthaltenden Driftkammer. die über einen mit einem Ventil versehenen Pumpstutzen an eine Vakuumpumpe angeschlossen ist und in der die magnetische Selbstfokussierung erfolgt.

Es sind verschiedene Vorrichtungen bekannt, mit denen versucht wurde, eine gleichförmige oder in anderer Weise vorbestimmte Strahldichte energiereicher Elektronen oder anderer Teilchen an einem Ziel- oder Fensterbereich von bestimmter Fläche zu erreichen. Diese bekannten Vorrichtungen sehen die Benutzung eines Abtast- oder Ablenkmechanismus vor, der den Strahl veranlaßt, ein bestimmtes Gebiet auf verschiedenen Abtastwegen abzutasten, um so das obengenannte Ziel zu erreichen (Zeitschritt »IEEE Transactions on Nuclear Sciences«, Volume Ns-12, Number 3, Juni 1965, S. 279). Die bei diesen Vorrichtungen erforderlichen Abtast- und Ablenkeinrichtungen sind jedoch als Nachteil zu werten, da sie selbst nicht das gleichzeitige Vorhandensein der gewünschten Strahldichte an allen Stellen des vorbestimmten Gebietes ermöglichen können. Dadurch, daß die Abtast- und Ablenkeinrichtung den Strahl bei der von dem Beschleuniger erzeugten Stromdichte abtasten, werden hohe vorübergehende Dosisleistungen in der bestrahlten Materie festgestellt, was oft dazu führt, daß die Wirkung der Strahlung abnimmt, die Veränderungen oder Verschlechterungen im bestrahlten Zielmaterial hervorgerufen hat.

Eine andere angenäherte Lösung zur Erreichung einer gleichförmigen Strahlendichte energiereicher Elektronen bestand darin, die Fokussierung des Strahles so zu steuern, wie dies beim Elektronenstrahlschweißen und bei ähnlichen Verfahren geschieht. Dieses Verfahren ist aber ebenfalls für das Problem der Steuerung der Strahldichte bei großen Flächen nicht geeignet, da die Fokussiereinrichtung nur wirkungsvoll arbeitet beim Konzentrieren des Strahles auf einen kleinen Punkt oder eine kleine Fläche.

Es ist auch eine Vorrichtung zum Steuern des Flusses eines aus geladenen Teilchen bestehenden Strahles über eine vorbestimmte Fläche hinweg bekannt, die eine Hochvakuumkammer und eine gasgefüllte Niederdruckkammer umfaßt, die durch ein strahldurchlässiges Niederdruckfenster verbunder sind, wobei die Niederdruckkammer mit einem weiteren strahldurchlässigen Fenster versehen ist (DT-AS 12 85 629). Das Fenster stellt hierbei die Verbindung mit der Außenatmosphäre auf einer vorbestimmter Fläche her, auf der dann eine vorbestimmte Strahldichte aufrechterhalten ist. Dabei sorgt eine Einrichtung dafür, daß der Strahl von der Hochvakuumkammer über das Niederdruckfenster auf die Fläche eines weiteren Fensters fortgeleitet wird. Diese Vor richtung wird jedoch mit einem Elektronenbeschleu niger betrieben, der bei niedrigen Elektronenstrahl energien arbeitet.

Es ist weiterhin zum Zwecke der Strahlsteuerunj eine Anordnung von Meßeinrichtungen in Strahl nähe bei Elektronen-Bestrahlungsgeräten bekann (DT-OS 19 29 446).

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, bei eine Vorrichtung mit Hilfe der bei gepulsten, relativisti sehen Elektronenstrahlenbündeln hoher Stromdichti auftretenden magnetischen Selbstfokussierung dii Stromdichteverteilung über den Bündelquerschnit zu regeln.

Diese Aufgabe wird erfindungsgemäß dadurch ge löst, daß in der Nähe eines weiteren, den Austritt de Elektronen aus der Driftkammer ermöglichende! Strahlaustrittsfensters innerhalb oder außerhalb de Driftkammer eine Ladungsmeßeinrichtung angeord net ist. welche über eine Steuereinrichtung auf da in dem Pumpstutzen angeordnete steuerbare Venti einwirkt und auf dies; Weise den Gasdruck in de

Driftkammer in Abhängigkeit von der Strahlstromdichte steuert.

Die mit der Erfindung erzielten Vorteile bestehen insbesondere darin, daß das bei Strahlen so hoher Stromdichte auftretende und bekannte Phänomen der magnetischen Selbstfokufsierung in der Technik der Elektronenstrahlbeschleuniger nutzbar angewendet werden kann, indem durch Änderung des Druckes in der Driftkammer eine genaue Steigung der Stromdichte des Elektronenstrahls erfolgt.

Weitere Einzelheiten und Vorteile der Vorrichtung nach der Erfindung sind nachstenend an Hand von in der Zeichnung dargestellten Ausführungsbeispielen näher erläutert. Es zeigt

Fig.l einen mit einem schematischen Schaltbild kombinierten Längsschnitt einer vorzugsweisen Ausführungsform der erfindungsgemäßen Vorrichtung,

F i g. 2 ein anderes, Ausführungsbeispiel der Vorrichtung nach Fig. 1,

F i g. 3 einen Längsschnitt der Vorrichtung nach F i g. 2 längs der Linie 3-3, in Richtung der Pfeile gesehen,

F i g. 4 ein weiteres Ausführungsbeispie] der Vorrichtung nach Fig. 1,

F i g. 5 in einer graphischen Darstellung den Verlauf des effektiven Strahlstromes von Elektronen und Ionen als Funktion des Gasdruckes in der Niederdruck-Driftkammer der Vorrichtung nach Fig.l.

Die praktische Verwendung von energiereichen geladenen Teilchenstruhlen, insbesondere Eiektronenstrahlen, hängt in starkem Maße von der Fähigkeit ab, diese Strahlen in gesteuerter Weise in die Atmosphäre zu liefern, so daß die an der vordersten Werkstoffebene, die in F i g. 1 mit 1 bezeichnet ist, gelieferte Stromdichte (d. h. der Energiefluß oder die Dosierungsrate) präzise gesteuert werden kann. Geeignete Einrichtungen zum Erzeugen derart intensiver gepulster Ströme mit Stromstärken von 10 000 Ampere bei Energien von 100 Kilovolt und darüber während einer Zeit von lONanosekunden sind z. B. in den US-PS 33 97 337 und 33 44 398 beschrieben worden. Im allgemeinen werden diese Strahlen durch Anlegen von negativen Hochspannungsimpulsen P, Fig.l. an eine isolierte Kollektorplatte 2 gebildet, an der die kalte Kathode 3 befestigt ist, so daß Elektronen von der Kathode 3 während einer Impulsdauer von etwa lONanosekunden abgelöst werden. Die Elektronen werden in der Kammer oder dem Gebiet 3' von dem an der Oberfläche der Kathode 3 gebildeten Gasplasma zur Grundebene 5 hin im Gebiet der Ver-Stärkung des Feldes beschleunigt. Typische Anwendungen dieser Strahlen sind z. B. in der US-PS 34 89944 beschrieben worden, wobei die Elektronen von einer Beschleunigungskammer oder einem Gebiet 3' mit relativ hohem Vakuum, das auf ungefähr 10~⁵Torr durch eine aktive Pumpe über einen Zugang 6 gehalten wird, durch ein elektronendurchlässiges Fenster 7 in eine Kammer oder Driftgebiet 8 mit relativ niedrigem Druck gelangen. Die Kammer oder das Driftgebiet 8 wird auf einem Druck gehalten, der sich vom Druck im Beschleunigungsgebiet 3' unterscheidet. Dies wird durch eine Differentialpumpenöffnung9 erreicht, die z. B. mit einem verschieden durchlässigen Klappenventil 11 versehen werden kann, das eine genaue Drucksteuerung des von der Kammer 8 eingeschlossenen Volumens erlaubt, die normalerweise mit Umgebungsluft oder Stickstoffgas gefüllt ist. Der Strahleintritt in die Atmosphäre erfolgt durch ein zweites elekironendurchlässiges Fenster! 0 am äußersten Ende der Kammer 8, wobei das Fenster in der Lage ist, einer Atmosphäre Druck, zu widerstehen. Die Elekironenfenster können z. B. aus einer Titanfolie von etwa 25,4 um Dicke bestehen, die mit einem vakuumdichten Flansch von etwa 3,048 m Durchmesser eingespannt ist, wie es in der US-PS 34 89 944 und in der Veröffentlichung: »Proc. IEEE Transactions on Nuclear Sciences«, Volume NS-K Nr. 3, S. 782, 1967, beschrieben worden ist.

Das Verhalten von Strahlen mit hoher Stromdichte und genügender Intensität, die eine eigenmagnetische Fokussierung bewirkt, wurde von W. H. B e η η e 11 und anderen im voraus bestimmt (Phys. Rev. 45, S.890, 1934, und Phys. Rev.98, S. 1584, 1955). Bennett zeigte, daß elektrostatisch neutralisierte Strahlen selbstfokussierendes Verhalten aufweisen können bei Strömen oberhalb von

I²^-Nk (T,+T₁),

/Ό

dabei ist N die Anzahl der Ladungsträger pro Längeneinheit des Strahles, k die Boltzmann-Konstante,

die Permeabilität des Vakuums (4.-? ■ 10

T₁, und T₁ die Elektronen- bzw. Ionentemperatur. Diese Vorausberechnung wurde erstmals experimentell bestätigt von G r a y b i 11 und N a b 1 ο (Applied Physics Letters, 8, S. 18, 1966) mit einem Gerät, in dem das Verhalten der Stromdichte (d. h. der Energiefluß) erstmals experimentell gemessen wurde bei relativistischen Elektronenstrahlen, die eine ausreichende Intensität aufwiesen, so daß dieses Phänomen gezielt untersucht werden konnte.

Die Untersuchungen des Strom-Feldgleichgewichtes in der Kammer mit verhältnismäßig niedrigem Druck bzw. in dem Driftgebiet 8 zeigten die Bedingungen für eine optimale Strahlausbreitung und Stromdichte, wenn keine äußeren Felder angelegt sind. Bei einem Druck von ungefähr 1 mm Hg ergab sich bei einem Gerät, wie es in der US-PS 34 89 944 beschrieben wurde, eine Bedingung für die magnetische Neutralität. Auf diese Weise wird in dem System nach Fig. 1 durch den Primär-Strahl 12 ein um diesen umlaufendes Magnetfeld erzeugt, das schematisch angedeutet ist und mit der Bezugsziffer 13 bezeichnet ist und neutralisiert oder aufgehoben wird durch ein entgegengesetztes Feld 13', das von dem im vom Primärstrom erzeugten Plasma zurückfließenden Strom 12' erzeugt wird. Unter den Bedingungen der elektrostatischen Neutralisation (d. h. /V, = N₁.) ergibt dies einen laminaren oder parallelen Fluß im Elektronenstrahl.

Eine genaue Steuerung der Plasmaleitfähigkeit durch Verändern des Druckes in der Kammer 8 legt dabei den Strom 12' und das Gegenfeld 13' fest. Damit kann der Durchmesser und die Verteilung der Stromdichte am Austrittsfenster 10 bestimmt werden durch Verändern der Durchlässigkeit des Pumpenventils 11. Wie in F i g. 5 dargestellt, fuhrt z. B. eine Steigerung des Druckes zu einem Absinken der Stromdichte am Austrittsfenster 10 (d. h. zu einer Strahlverbreiterung, abnehmender Fokussierung und sinkender magnetischer Neutralisation); während ein abnehmender Druck zu einer stärkeren magnetischen Fokussierung oder Stromdichte am Austrittsfenster 10 führt (d. h. zu einer Strahlbündeliing oder Fokussierung). Die Steuerung des Klappen- oder Druckminderventils 11

im Pumpstutzen 9 der Kammer 8 wird durch eine Steuereinrichtung 23 mit Rückkopplung erreicht, die mit einer Ladungsmeßeinrichtung 15 üblicher Bauart in Verbindung steht. Die Ladungsmeßeinrichtung 15 kann innerhalb oder außerhalb der Kammer 8 angeordnet sein und wird vorzugsweise, wie dargestellt, in der Nähe des Austrittsfensters 10 am Rand des Strahles angeordnet. Alternativ kann als Ladungsmeßeinrichtung 14 ein Rogowskigürtel in der Driftkammer 8 in der Nähe des Austrittsfensters 10 vorgesehen werden, so daß der genaue Wert der magnetischen Neutralität in dem abgelenkten Strahl fortlaufend und wirksam aufrechterhalten werden kann. Eine weitere Steuerung des Systems zur wirksamen Steuerung der an der Werkstoffebene 1 letztlich gelieferten integrierten Ladungsmenge oder Dosis kann durch ein in die Wand der Kammer 8 eingebautes (nicht dargestelltes) Ladungsmeßgerät erfolgen, das die vom Austrittsfenster 10 zurückgeworfenen Elektronen ermittelt.

Der vorgeschlagene magnetisch neutralisierte Zustand ermöglicht diese Meßtechnik, da nicht neutralisierte Systeme starke um den Strahl umlaufende Magnetfelder zur Folge haben, die einen Fluß geladener Teilchen zur Peripherie des Systems hervorrufen.

Das Verfahren der magnetischen Neutralisation ist jedenfalls nur für gepulste Systeme praktisch anwendbar, da der induzierte rückwärtige Strom 12' und das begleitende azimutale Feld 13' während des ,Durchlaufs der Front oder des ansteigenden Endes des primären Stromimpulses 12 ansteigt oder im Plasma induziert wird. Versuche mit Stromstärken von 40 000 Ampere, Impulsen von 30 Nanosekunden Dauer mit einer Energie von 1,5 Millionen Elektronenvolt, wie sie in den zuvor genannten Veröffentlichungen beschrieben wurden, haben gezeigt, daß die rückwärtige Stromdichte unterhalb der Zeit erhalten bleibt, die durch den ansteigenden Teil oder das Führungsende des primären Stromimpulses bestimmt wird, infolge der Abhängigkeit der induzierten oder rückwärtsgerichteten elektromotorischen Kraft von der Differenz zwischen den Strömen 12 und 12'. Ein Beispiel des hohen Grades der magnetischen Neutralisation im Druckgebiet von 1 bis 10 Torr ist durch die graphische Darstellung einer derartigen Strömung gezeigt worden. In diesem Falle ist der effektive, in der Kammer 8 fließende Strom (Strom 12 minus Strom 12') entlang der Ordinate aufgetragen, der den interessierenden Druckregelbereich (0,5 bis 10 Torr). für die selbsttätige Druckvariationsstabilisierung der Ausgangsstromdichte, die in F i g. 5 längs der Abzisse aufgetragen ist.

In dem Ausführungsbeispiel nach F i g. 2 wird eine leitende Kammer 16 als Niederdruck-Driftkammer benutzt, die vorzugsweise mit einer Vielzahl von leitenden Flügelteilen 16' versehen ist, um die Gleichförmigkeit der Stromdichte am vorderen Fenster 18 zu verbessern, wie es im folgenden beschrieben wird.

Die Bedingung für die kräftemäßige Neutralisation in einem relativistischen Strahl, bei dem die radialen elektrostatischen Kräfte gerade von den fokussierenden magnetischen Kräften neutralisiert werden, wird durch folgende Beziehung gegeben:

dabei ist V die Längsgeschwindigkeit des Ladungsträgers, ~En das Eigenmagnetfeld, das durch den Strahl 12 in der Fig. 2 erzeugt wird, E_r das radiale

elektrische Feld, das durch nicht neutralisierte Ladungen im Strahl erzeugt wird. Für einen Strahl mit geringer Streuung, gleichförmiger Ionisierung und Stromdichte sowie mit konstanter LängsgeschwMidigkeit. wie er im Driftkammerabschnitt 16 auftritt, hat J. D. L a w s ο η gezeigt (Journal Electronics and Control, 5, S. 146, 1958), daß die Bedingung Für die kräftemäßige Neutralisierung erfüllt ist, wenn /', d.h. das Verhältnis der lonendichte zur Elektronendichte in dem von dem Strahl eingenommenen Driftgebiet, gleich ist 1 — fi\ wobei \\ das Verhältnis der Driftgeschwindigkeit der Teilchen zur Lichtgeschwindigkeit bedeutet.

Bei typischen Arbeitsbedingungen, wie sie in der schon genannten Veröffentlichung von Nablo und G r a y b i 11 in der Zeitschrift »Applied Physics Letters« erläutert worden sind, mit einem relativistischen Elektronenstrahlbeschleuniger mittlerer Energie (0,5 bis I OMeV) ist /f² groß und nähert sich dem Wert Eins; z.B. beträgt bei kräftemäßiger Neutralisierung in einem 2-Millionen-Elektronenvolt-Strahl // = 0,98 und / = 1 - ß² = 0,04. Da ein derartiger Zustand für eine wirkungsvolle Beschleunigung als auch für eine Änderung der Stromdichte in einem großen Strahlgebiet günstig ist. beträgt die Dichte der positiven Ionen nur wenige Prozent (4% bei 2 MeV) der fiir die primären Strahlelektronen erforderlichen Dichte. In Zahlen ausgedrückt: Ein Elektronenstrahl mit einer Strahlenergie von 2 MeV besitzt bei einer Stromdichte von 100 Ampere/cm² eine Ladungsdichte von nur 2,1 · 10*⁰e/cm³ und erfordert eine vorhandene Teilchendichte von nur 8 · IO⁸cm~³, um die Neutralisierung der Kräfte zu erreichen.

Unter derartigen Bedingungen der Strahldrift mit dem Primärstrahl 12, der an ein außenliegendes Ziel in der Ebene 1 hinter der leitenden Kammer 16 geliefert wird, die eine konische Form hat und versehen mit gestrichelt dargestellten Differentialpumpenzuführungen 6 und 17, rührt der einzige in den Wänden der Kammer 16 fließende Rückstrom von dem geringen Anstieg der in der Fenstereinheit 18 gestoppten Ladungen her. Dies ergibt sich durch die Sekundärladungen, die durch die Ionisierung und Streuung des Strahles 12 in der Kammer 16 erzeugt werden. Unter diesen Bedingungen sind die Bild-Stromkräfte infolge der Ladung in den leitenden Wänden der Kammer 16 derart, daß sie den Primärstrom 12 zurückdrängen, wenn die anziehenden Kräfte geringer sind als 1 — /i² der zurückdrängenden Kräfte, die durch diese Wandladung entstehen. Folglich wird der Primärstrom durch die Verteilung der Bild-Ladung in der leitenden Wand 16 beeinflußt.

Die Form der Kammer nach F i g. 2 wurde benutzt, um diesen Effekt dafür nutzbar zu machen, einen anfangs zylindersymmetrischen Strahl, erzeugt durch die Kathode 3 am Fenster 7, in einen Streifen oder eine zweidimensionale Verteilung zu verwandeln, wie es in dem Längsschnitt an der Ebene 18 der Kammer 16 in F i g. 3 gezeigt ist. Eine Verbesserung dieser einfachen selbstverteilenden Geometrie unter dem neutralisierten Fluß wird erhalten durch Hinzufügen von in einem gewissen Abstand befindlichen, konvergierenden, ebenen leitenden Flügelteilen 16' in dei Kammer 16, die im wesentlichen parallel zu den gegenüberliegenden Seiten der Kammer 16 liegen und potentialfrei sind, so daß sich eine stärkere Bildkraftverteilung im Mittelteil des Strahles ergibt, was eine Verbesserung der Gleichförmigkeit der Stromdichte

am Fenster 18 und letztlich an der Werkstoffebene 1 zur Folge hat.

Eine weitere Verbesserung dieser einfachen BiId-Icraftselbstverteilungs-Geomelrie nach F i g. 2 kann erreicht werden durch die Benutzung dielektrischer Schichten, wie z. B. Quarz oder Titanoxid, an den gegenüberliegenden oder inneren Stellen 16" der ebenen Flügelteile 16' in der Nähe der Strahlachse, so daß die Bildfeldeffekte verstärkt werden durch ein derartiges Material mit hoher Dielektrizitätskonstante. Die Kombination von leitenden Flügeln in dem Strahl und derartigen hochdielektrischen Oberflächen über der Strahlachse in der Kammer 16 gewährleistet eine Verstärkung der seitlichen Ausbreitung der Bildkräfte auf dem Strahl.

Eine weitere Variation des Systems zur Verbesserung der Gleichförmigkeit des anfangs zylindersymmetrischen Strahls 12 sieht den Gebrauch einer Kammer 16 vor, die einen Querschnitt von doppelt-hyperbolischer Form oder »Dumbell«-Geometrie aufweist statt der einfach konisch verlaufenden Wand oder des flachgedrückten Kegelstumpfes, um die Bildkraftverteilung zu verbessern, so daß der Strahl einen gleichförmigen zweidimensionalen Querschnitt aufweist, wie er am Austrittsfenster 18 und an der Produktebene 1 erwünscht ist.

Ein weiteres Ausführungsbeispiel wird in F i g. 4 gezeigt. Hierbei wird eine Gasentladung in der Kammer der F i g. 1 mittels einer Spannungsversorgung 19 aufrechterhalten, die eine Tür das Aufrechterhalten des Glimmentladezustandes in der Driftkamrner8 bei verringertem Druck geeignete Spannung über in der besagten Kammer 8 angeordnete Elektroden 20. 21 anlegt oder durch eine andere Ionisierungseinrichtung, die gepulst oder gleichförmig sein kann. Dadurch wird ein vorgeformtes Plasma konstanter Leitfähigkeit erzeugt, so daß die zum Aufbau einer ausreichenden Leitfähigkeit in der Driftzone zwecks Aufrechterhaltung des rückwärtigen Stromes 12' erforderliche Zeit nicht mehr erforderlich ist. Dies ist insbesondere wichtig bei sehr kurzen Impulsen, wo bedeutende Betrage des primären Stromes 12 verlorengehen, solange keine ausreichende Leitfähigkeit vorhanden ist, um den rückwärtigen neutralisierenden Strom 12' zu unterstützen. Diese Zeit wird durch die Beziehung gegeben: τ ~ (1 - /i²)/n Λ C. dabei ist [I das Verhältnis der Teilchengeschwindigkeit zur Lichtgeschwindigkeit, 11 die umgebende Gasdichte, Λ der lonisierungsquerschnitt.

Zum Beispiel für eine Elektronenenergie von 2 MeV I/.' = 0,98) und Λ = 10 ^cm²/pro Gasatom für Stickstoff beträgt τ = 12 Nanosekunden bei einem Druck von 0,1 mm Hg und verändert sich wie \\P. Es ist beobachtet worden, daß dieser Verlust beträchtlich sein kann für 20 -30-Nanosekundenstrahlen in der Stcuerdruckzonc, wie es in F i g. 5 dargestellt ist, insbesondere bei Strahlen, deren Ansliegszeitcn einen beträchtlichen Bruchteil der gesamten I mpulsdauer ausmachen.

Bei sehr kurzen Impulsen in der Größenordnung von 10 Nanosekunden ist eine derartige Technik mit vorgeformtem Plasma unbedingt notwendig für einen wirkungsvollen Transport sowie die Handhabung derartiger relativistischer Ströme.

Die Stromdichteverteilung des Strahles 12 am Fenster 10 und an der Werkstoffebene 1 kann gesteuert werden durch Verändern der Leitfähigkeit des in der Driftkammer 8 enthaltenen Plasmas 22 über die Elektroden 20,21.

DieLadungsmeßeinrichtunjj 15(oderderRogowsk·.-gürtel 14 der Fig. !) kann zusammen mit der integrierenden Steuereinrichtung'.13 dazu benutzt werden. die Stromdichteverleilung in der Nähe des Austrittsfenster 10 in die Luft zu bestimmen, so daß die übei die Verbindung 19' erfolgende Rückkopplungsstcue rung der Spannungsversorgung 19 dazu benutzt werden kann, die Spannung an den Elektroden 20. 21 zu verändern und so die Leitfähigkeit des Gases zi verändern und außerdem die AusgangsstromdichU auf einen vom Ladungsintegrator der Steuereinrich lung 23 im voraus gewählten Wert zurückzubringen

Die beschriebene Technik ist insbesondere bedeut sam für die Steuerung der Stromdichteverteilung um Ausbreitung des Strahles über große Entfernung« hinweg bei vom relativistischen Fluß bestimmt« Zeitverhalten bei einem Luftdruck von 0.5 bis 10 Tor für Elektronenstrahlen mittlerer Energie (0,5 bi: 10 MeV).

Hierzu 2 Blatt Zeichnungen 909 581/2

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Claims (6)

Patentansprüche:

1. Vorrichtung zur Erzeugung von relativistischen Elektronenstrahlimpulsen mit magnetischer S Selbstfokussierung, bestehend aus einer Hochvakuumkammer mit einem als Anode dienenden Strahlaustrittsfenster, in welcher gegenüber der Anode eine kalte Kathode angeordnet ist, und einer sich an das Strahlaustrittsfenster anschlie ßenden. Gas enthaltenden Driftkammer, die über einen mit einem Veniil versehenen Pumpstutzen an eine Vakuumpumpe angeschlossen ist und in der die magnetische Selbstfokussierung erfolgt, dadurch gekennzeichnet, daß in der Nähe eines weiteren, den Austritt der Elektronen aub der Driftkammer (8,16) ermöglichenden .Strahlaustrittsfensters (10) innerhalb oder außerhalb der Driftkammer (8) eine Ladungsmeßeinrichtung (15 oder 14) angeordnet ist, weiche über eine Steuer einrichtung (23) auf das in dem Pumpstutzen (9) angeordnete steuerbare Ventil (11) einwirkt und auf diese Weise den Gasdruck in der Driftkammer in Abhängigkeit von der Strahlstromdichte steuert.

2. Vorrichtung nach Anspruch 1, gekennzeichnet durch eine leitende Driftkammer (16), eine Einrichtung zum Weiterleiten eines Strahles geladener Teilchen längs dieser Kammer und eine Vielzahl von m einem gewissen Abstand voneinander befindlichen elektrisch leitenden Flügelteilen (16'), die längs dieser Kammer verteilt angeordnet sind, zum Erzeugen von Strahl-Bildkräften in der Mitte des Strahles.

3. Vorrichtung nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß an den Flügelteilen (16') in der Nähe der Strahlachse dielektrische Schichten angeordnet sind.

4. Vorrichtung nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß die Driftkammer (16) eine konische Form aufweist.

5. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß in der Driftkammer (8) eine Einrichtung (19, 20, 21) zum Aufrechterhalten einer Glimmentladung von vorbestimmter Stärke vorgesehen ist.

6. Vorrichtung nach Anspruch 5, dadurch gekennzeichnet, daß die mit der Ladungsmeßeinrichtung (15 oder 14) verbundene Steuereinrichtung (23) auch auf die Einrichtung (19, 20. 21) zum Aufrechterhalten der Glimmentladung einwirkt.