DE2757263A1

DE2757263A1 - Wellentypwandler fuer elektromagnetische wellen

Info

Publication number: DE2757263A1
Application number: DE19772757263
Authority: DE
Inventors: Georges Robert Pierre Marie
Original assignee: Marie G R P
Current assignee: Marie G R P
Priority date: 1976-12-23
Filing date: 1977-12-22
Publication date: 1978-06-29
Also published as: US4175830A; GB1592690A; JPS6216520B2; FR2385241B1; JPS5382370A; FR2385241A1

Description

Dipl.-lng. G. Schliebs ^ ⁶¹

, I O Telefon (C6151) 4 67 53

aienar.wat Postschockkonto: Frankfurt a. M. 1111 57 -606

Bankverbindung: Deutsche Bank AG., Darmstadt

Konto-Nr. 461 434 Γ Patentanwalt Dipl.-lrKj. Schliebs, Claudiusweg 17A, 61 DarmsMdl ^ lelegramme: invention

An das

Deutsche Patentamt

.^vvreibrückenstraße 12

München 2

L J

Ihr Zeichen Ihr Schreiben Mein Zeichen H 359 hl Tag 1 9 · 12. 1

Patentanmeldung

Anmelder: Georges, Robert, Pierre MARIE, 17, avenue Raymond Crolan. 92260 FONTENAY-AUX-ROSES (Prankreich)

Wellentypwandler für elektromagnetische Wellen

Die Erfindung bezieht sich auf einen Wellentypwandler für elektromagnetische Wellen, Licht- oder Infrarotwollen mit einer Quelle für die Wellen und mit Mitteln zur Wandlung dieser Welle in eine ebene, zirkulär polarisierte Welle.

Ein derartiger Y/ellentypwandler dient beispielsweise zur Wandlung von Laserlicht insbesondere zum Einsatz in Plasmagenera+oren.

Wenn ein Laserstrahl auf einen !argotwerkfitoff fokussiert wird, bildet sich ein liasma. Es hat sich gezeigt, daß der V/ellentyp, d.h. die Art der Portpflanzung der Welle, die auf den anzuregenden Werkstoff fokussiert ist, erteil großen Einfluß auf die Bildung des Plasmas und auf dessen Einschließung hat.

Ziel der Erfindung ist die Kontrolle und das Einschliessen eines Pla3maatrahles zu erreichen. Hierzu soll

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• ·■ i-si.ni. -ti. ,«„ r."-hurronnrdnu'.n dei Deutschen PBinntar'«."i!'fkatimfr · OorichKstirü (in· l'j>siuiig und Zahlunn: Dai::rit.vH

einerseits der Laserstrahl 3ich in besonderen Wollentypen fortpflanzen, die im folgenden beschrieben werden. Andererseits soll das Plasma einem Magnetfeld unterworfen wercen, das in Richtung der Por-cpflanzungsachse einen starken Gradienten hat. Die besonderen Fortpflanaungsarten. oder Wellentypen des Laserstrahles werden im folgenden Wellen mit zirkulärer Polarisation xind mit positiver oder negativer azimutaler Phasenverschiebung bezeichnet. Der Vorteil dieser Wellentypen besteht darin, daß sie von sich aus eine wirksamere Einschließung de3 .Plasmas längs der Portpflanzungsachse des Strahles ergeben als die anderen ÜLnschließungsarten.

Die Erfindung geht aus von einem Wellentypwandler der einganga genannten Art und schlägt vor, daß dieser eine optische Phasenschiebereinrichtung besitzt, diu die zirkulär polarisierte Welle proportional zu ihrem Azimut um die Portpflanzungsachse polarisiert, ferner Mittel zur Fokussierung der derart phasenverschobenen Welle auf einen Targetwerkstoff und schließlich einen Generator für ein Magnetfeld in der Achse des Brennflecks.

Weitere Ausgestaltungen der Erfindung schließen sich an.

Zum besseren Verständnis der Ετ-findung folgt zunächst eine Beschreibung der grundlegenden Wirkungen von Wellen mit zirkularer Polarisation und positiver oder negativer azimutaler Phasenverschiebung.

Allgemein wird der Typ einer Welle mit zwei Indices bezeichnet. Der erste Index gibt die Anzahl der räumlichen Perioden in Azimutrichtung an und der zweite die Anzahl der räumlichen Perioden in radialer Richtung. Der zweite Index wird im folgenden nicht geschrieben. Es wird

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nämlich vorausgesetzt, daß der Wellentyp diesbezüglich immer annähernd den Grundbedingungen entspricht mit einem hinreichend kleinen Anteil Harmonischer, der sich ändern kann, wenn man die Welleuintensität in Abhängigkeit vom Abstand zur Achse verändert.

Die Anwesenheit des Magnetfeldes ermöglicht die Erreichung einer Resonanz, in deren >^Tähe die Einschließungskräfte beträchtlich verstärkt sind. Wenn dieses axiale Magnetfeld in Achsrichtung einen starken Gradienten aufweist, ändern sich außerdem die beobachteten Phänomene mit dem Vorzeichen des Gradienten. Befindet sich die maximale Feldstärke in der Nähe des anzuregenden Targetwerkstoffes, dann werden die sich auf Ringbahnen drehenden Ionen zum Stoff hin komprimiert, wac Ioneustöße begünstigt und ein verbessertes Studium der nuklearen Fusionaphänomene ermöglicht. Befindet sich dagegen das Minimum der magnetischen Feldstärke in der Nähe des Targetwerkstoffes, dann entfernen sich die sich drehenden Ionen von dem Targetwerkstoff, das Plasma wird längs der Strahlachse auseinander gezogen und man unterstützt eine Neugruppierung der sich drehenden Ionen in Ringen in einem gewissen Abstand vom Werkstoff, vas die Emission kohärenter Röntgenstrahlen begünstigt.

Es folgt nun eine Beschreibung der Konfiguration von Quellen mit zirkularer Polarisation und positiver oder negativer azimutaler Phasenverschiebung.

In einer durch die Achsen Qx, Oy bezeichneten Phasenebene, die als komplexe Bezugsebene dient, kann das elektrische Feld einer ebenen Welle, die mit der Kreisfrequenz i& zirkulär polarisiert ist, durch die folgende komplexe Größe dargestellt werden:

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E - E₀ e J^flt

Hierin ist E eine Bezugsamplitudo des elektrischen Feldes« Eine derartige Welle wird als azimutal phasenverschoben um die Fortpflanzungaachoe Oz bezeichnet, wenn sie bezüglich der soeben definierten ebenen Welle eine Phasenverschiebung oder Rotation des Polarisationsvektors proportional zum Azimut φ erfährt. Einerseits muR diese Phasenverschiebung eine ganze Anzahl von !Trioden besitzen, wenn man einen kompletten Umlauf-um die Achse macht. Andererseits kann die Intensität de3 elektrischen Feldes nicht mehr gleichförmig sein, da sie auf der Achae Null sein muß, wo das Azimut nicht definiert ist. Außerdem muß die Welle durch eine analytische Form dargestellt werden. Hieraus läßt sich ableiten, daß in der UmgeVang ä'jr Achse in einem kleinen Abstand r von dieser der Vektor des elektrischen Feldes durch die folgende komplexe G-röße darstellbar ist:

E=E (r/r )^N e^^(u)t ^t ^{N Φ} > (1)

oo

Hierbei ist N eino ganze Zahl und r ein .bezug&radiusvektor. Es handelt sich hierbei um don ersten Term einer Reihenentwicklung einer Funktion, die mit größer werdendem r über ein Maximum läuft und wieder zu Null zurückkehrt ,

Die Wellen sind sehr unterschiedlich je nachdem, ob die Phasenverschiebung mit i/Jt läuft (man spricht sodann von einer positiven Phasenverschiebung) oder ob die Phasenverschiebung in entgegengesetzter Richtung läuft (sie wird dann negativ bezeichnet).

Für die Welle erster Ordnung, für die N = 1 gilt und die positiv phasenverschoben ist, wird das elektrische Feld

f durch die folgende komplexe Größe dargestellt:

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E ₌E_o .JL. _eJ(wfc +*) (2)

Dieses Feld kann als die Summe zweier Vektorfelder betrachtet werden, die den folgenden komplexen Größen entsprechen:

E· = E₀ ^- e^cos u>t (2a)

E" = E /- e^ j sin Wt (2b)

Gl. (2a) kennzeichnet ein Feld radial.angeordneter Vektoren, wie sie sich in der Phasenebene einer Welle befinden, die dem Wellentyp TM_Q von. kreisförmigen Wellenleitern entspricht und deren Feldlinien gestrichelt in Fig. 1 eingezeichnete Strahlen sind. Gl. (2b) kennzeichnet ein orthoradiales Vektorfeld, dessen Feldlinien Kreise sind, wie sie ausgezogen in Fig. 1 eingezeichnet sind. Diese kreisförmigen Feldlinien gleichen denen des Wellentyps TEq in kreisförmigen Wellenleitern (der einzige Index drückt die Anzahl der räumlichen Perioden in Azimutrichtung aus).

Das elektrische Vektorfeld der zirkulär polarisierten und azimutal phasonvevschoLenen Welle der ersten Ordnung mit negativer Phasenverschiebung läßt sich durch die folgende komplexe Größe darstellen:

JL. -Φ) (3)

^{0 x}'o

Dies iät die Summe folgender Felder:

E' = E₀ ψ- e"°T cos Wt (3a)

E" = E f β"³¹»' j sin tot (3b)

Die den Gl. (3a) und (3b) entsprechenden Vektorfelder weisen eine großo Analogie zu elektrischen Vektorfeldern zweier orthogonaler unJ um 90° phasenverschobener Wellen

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auf, die in der Theorie kreisförmiger Hohlleiter rait TEp bezeichnet werden.

J)ie Bestimmung der Feldlinien kann wie folgt vorgenommen werden. An einem beliebigen Punkt P (Fig. 2) bildet daü elektrische Feld einen Winkel - 2φ rait dem Radiusvektor OP. Nun hat bekanntlich für zwei eng benachbarte Punkte P und P¹ der Koordinaten r,^ und r+dr, φ+αφ der Winkel, den die Richtung PP¹ mit dem Radiusvektor bildet, die Tangente ^-~r· Die Feldlinien gehorchen also folgender Differentialgleichung:

rd^/dr = -tg(2<|5) Die Integration führt zu folgendem Ausdruck:

(4)

[sin 2 φ] 1

Hierbei ist k eine Integrationskonstante. Die Gl. (4) schreibt sich in kartesischen Koordinaten wie folgt:

r² sin φ cos φ = xy = k²/2 (4¹)

Die Feldlinien sind gleichseitige Hyperbeln (in auegezogenen Strichen in Fig. 2 dargestellt). Verdreht man die Azimutnullrichtung umTT/4, so erhält man eine andere Familie von Feldlinien, die aus gleichseitigen Hyperbeln bestehen, die orthogonal zu den vorangegangenen sind und in Fig. 2 gestrichelt eingezeichnet sind.

Die beiden Feldvektoren schwingen um 90° phasenverschoben, An jedem Punkt der Ebene ist die Welle zirkulär polarisiert. Es gibt keinen bevorzugten Punkt. Deshalb kann der auf der Achse Ox (Fig. 2) in einem Abstand r_Q vom Ursprung befindliche Punkt M als ein beliebiger Punkt betrachtet werden. Durch diesen Punkt M laufen eine Linie

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des geradlinigen radialen Feldes, das die zylindrische P-Lasmaochwingung anregt, und eine Idnie des hyperbolischen orthorauialen Feldes, das eine Krümmung aufweist, deren Radius gleich dem Abstand vom Ursprung ist (der Krümmungsradius einer gleichseitigen Hyperbel an ihrem Scheitel ist gleich dem Abstand dieser Hyperbel an ihrem Scheitel zum Synunetriemittelpunkt). Wenn sich ein geladenes Teilchen unter der Wirkung eines elektrischen Feldes bewegt, dessen Linien gekrümmt sind, dann wird das Teilchen einer elektrischen Zentrifugalkraft unterworfen, die das Teilchen vom Krümmungsζentrum zu entfernen versucht. Im Falle der Fig. 2 sind die Feldlinien konvex zur Strahlachse und wenn das Teilchen sich vom Krümmungszentrum entfernt, nähert es sich der Achse. Ic Falle der durch Gl. (2b) ausgedrückten und in Fig. 1 dargestellten Welle sind die Feldlinien nach außen konvex. Die elektrische Zentrifugalkraft entfernt so das Teilchen von der Achse. Doch ist in diesem Fall, wie weiter unten gezeigt wird, eine einschließende magnetische Kraft zu berücksichtigen, die nicht vernachlässigbar ist wie im Falle der Fig. 2.

Bevor das Problem der Einschließungskräfte im einzelnen behandelt wird, sollen einige Eigenschaften der zirkulär polarisierten Wellen mit positiver oder negativer azimutaler Phasenverschiebung betrachtet werden und zwar für den allgemeinen Fall der Ordnung H. Diese Eigenschaften sind Verallgemeinerungen der Eigenschaften, die für Wellen gemäß Gl. (2) und (3) für den Fall der ersten Ordnung N = 1 gefunden wurden.

Zunächst werde die komplexe Größe ξ eingeführt:

i = ra^ (5)

Diese Gr*ße bezeichnet einen Punkt M der komplexen Ebene des Radiusvektor r uno des Azimuts φ . Hiermit läßt sich

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das elektrische Feld der zirkulär polarisierten Wellen mit azimutaler Phasenverschiebung der Ordnung N Tür eine positive Phasenverschiebung in der Form der folgenden komplexen Größe schreiben:

(6)

^{v x}o

Pur eine negative Phasenverschiebung gilt:

E = E_(fV _eJ^Wt (7)

Hierbei bezeichnet ^ die zu ξ konjugiert komplexe Zahl.

Die durch die Gl. (6) und (7) definierten Vektorfelder verallgemeinern die Gl. (2) und (3). An einem beliebigen Punkt der Phasenebene ist E ein rotierender Vektor, den man in zwei sinusförmige Vektoren fester Richtungen zerlegen kann, die zueinander senkrecht stehen und durch die Größen E' und E" dargestellt werden:

E¹ = ^e _o(f")^{N e} "' ^{cos ωΐ} (⁸^

E" = E₀(f)^N e -J-V_{3 sinu}. ο

Nimmt man das Pluszeichen vor jN für die au3 Gl. (6) ausgehenden Ausdrücke und das Minuszeichen für die aus Gl. (7) ausgehenden Ausdrücke, dann drehen sich die Vektoren um - Νφ , wenn das Azimut des Punktes, an dem man sie betrachtet, um <)j zunimmt.

Um die Feldlinien der Vektoren E¹ oder E" zu berechnen, geht man von der Tatsache aus, daß die Tangenten an diese Kurven mit dem Radiusvektor einen Winkel (-N-1) φ bilden.

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Die Differentialschreitweise der Tangente an die Feldlinie liefert die Differentialgleichung dieser Linien:

^r Ir ^{e t}g(^±N-¹)<*-*o⁾ (9)

Durch Integration erhält man die allgemeine Gleichung der Feldlinien:

r - r_o [sin|± N-l| (Φ-Φο)] ±N-

(10)

Pur Wellen mit positiver Phasenverschiebung ist das Pluszeichen vor N zu nehmen. PUr die erste Ordnung ist der Ausdruck (N-1) Null. Die Differentialgleichung ist in diesem Falle nicht definiert und läßt als Lösungen Kreise r=r_Q und Radien <fc=<J>₀ zu, wie sie charakteristisch sind für die Wellentypen TE_Q und TM _Q und wie sie in Fig. 1 dargestellt sind.

Ein wichtiger Fall i?t der Fall N=O. Gl. (10) schreibt sich in diesem Fall nach Neuordnung wie folgt:

r sin

Dies ist eine Familie paralleler Geraden. Die entsprechende Welle ist eine geradlinig polarisierte ebene 7/elle.

Für Wellen mit negativer azimutaler Phasenverschiebung erster Ordnung gilt N=1 und in Gl. (10) ist dan Minuszeichen von N zu nehmen· Gl. (10) schreibt sich wie folgt:

^ro

[sin2(+-t_o)l~ 2

Quadrieren der beiden Seiten dieser Gleichung und Übergang auf kartesische Koordinaten fUhrt zu der Erkenntnis,

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daß die Feldlinien Hyperbeln sind:

r² 2 sin(<{>-$₀)cos(<f>-<j>o) = 2 xy = *l\ Diese Hyperbeln sind in Fig. 2 dargestellt.

Bei den weiter unten beschriebenen Wellentypwandlern auf der Basis von Haibwellenplättchen (X/P.-Plättchen) ist die folgende Bemerkung von Bedeutung. Sind zwei Vektorfelder durch die Größen E¹ oder E" definiert und entspricht das eine einem Wert -N₁ und das andere einem Wert -N₂, dann kann man die Kurve definieren, die in jedem Punkt tangential zur Winkelhalbierenden der beiden Vektoren verläuft. Sie bildet mit dem Radiusvektor den folgenden Winkel:

±N, ±N₂ - 2 , .

—- 1 (Φ-Φο) ^(11}

Diese Kurve läßt sich also darstellen durch eine Gleichung des Typs (10), in der N gleich dem arithmetischen Mittel von N.. und N« ist.

In der Beschreibung der Erfindung wird geneigt, wie man einen Wellentyp in einen anderen Wellentyp wandeln kann, indem man Halbwellenplättchen verwendet, die in Sektoren aneinandergrenzen und deren "schnelle" Achsen annähernd tangential zu Kurven sind, die in allen Punkten die Winkelhalbierenden der ineinander zu wandelnden Feldlinien darstellen. Der obige Rechengang gibt die allgemeine Berechnung dieser Winkelhalbierenden Kurven an.

Feldgleichungen wie Gl. (6) und (7), deren Modul Undefiniert wächst, wenn man sich von der Strahlachse entfernt, können offensichtlich nur in einem hinreichend eingeschränkten Bereich gültig sein.

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Das ist ohne Bedeutung, wenn man im Bereich von Zentimeterwellen Wellenleiter benutzt, denn in diesem Fall ist der Wellenbereich vollkommen begrenzt. Im Bereich infraroter Wellen oder von Lichtquellen ist man jedoch gezwungen, im freien Raum zu fokussieren. Der Verdrängungsstrora, der im ersten Fall durch einen Leitungsstrom geschlossen ist, der in den Wänden des Wellenleiters umläuft, muß sich nun im freien Raum bilden. Zum Feld der "einschließenden Welle" gemäß Gl. (6) und (7) muß außerhalb des Bereiches, wo diese Ausdrücke gültig bleiben, ein "Einschließungsfeld" hinzugefügt werden. Die Gesamtheit dieser Felder kann zerlegt v/erden in Wellentypen nach Laguerre-Gauß. Die Gl. (6) und (7) erscheinen sodann als die ersten Ausdrücke einer Reihenentwicklung, die diese Wellentypen ausdrückt. Diese Zerlegung soll aber nicht weiter behandelt werden.

Im folgenden wird das Problem de3 Einschlusses geladener Teilchen weiterbehandelt, die einem gekrümmten elektrischen Feld unterworfen sind. Die Verschiebung d£ eines Elektrons, das sich um eine mittlere Lage ζ unter dem Einfluß eines Feldes E der Kreisfrequenz ω bewegt, läßt sich wie folgt beschreiben:

άξ - "^eE

in»² * ''

d% und E sind hierbei komplexe Größen, die Vektoren mit periodischer Veränderung darstellen, und m und e sind die Masse und die Ladung des Elektrons. .

Um die Wirkung des Feldes auf die Bewegung des Elektrons in besserer Näherung zu beschreiben, muß die Veränderung dE von E berücksichtigt werden, wenn sich das Elektron in der mittleren Lage ξ um d^ bewegt. Für die Welle mit

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negativer azimutaler Phasenverschiebung gemäß Gl. (7) gilt:

_dE=NlL-_{E (13)}

Indem man ^ und άζ durch die gemäß Gl. (5) und (12) definierten Werte ersetzt, läßt sich die Kraft S ausdrücken, die dem komplementären Feld dE entspricht:

Die Größe ES ist das Quadrat des Moduls |E| des elektrischen Feldes, sie ist unabhängig von Zeit und Aziimit. Die komplementäre Kraft S ist also eine stetige Kraft und der Faktor -e*^ zeigt ihre Richtung zum Ursprung hin an. Diese Kraft ist unabhängig vom Vorzeichen der Ladung, da die ladung im Quadrat auftritt, und die Kraft ist umgekehrt proportional zur Masse. Daher wirkt die Krait praktisch nur auf die Elektronen und verursacht Dichteänderungen der negativen Ladungen, die durch eine Bewegung der positiven Ladungen schnell ausgeglichen werden können. Die zirkulär polarisierten V/eilen mit negativer azimutaler Phasenverschiebung unterwerfen also das Plasma einer Einschlie8ung3kraft, die dieses auf »iie Achse hin verdichtet und deren Wert je Elektron wie folgt lautet:

Diese Berechnung der Einschließungskraft S ist aber eine Näherungsrechnung, die nur gilt, wenn die magnetische Komponente der Einschließungskraft vernachlässigbar ist.

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Dies war schon in Bezug auf den Wellentyp TE₀ betont worden, dessen Feldlinien in Fig. 1 dargestellt sind und bei dem eine vollständige Berechnung der Eins chli eßungskraf i, erforderlich ist.

Die Einschließungskraft infolge eines Lichtstrahles kann in der allgeia einst en Weiee xmtersucht werden, indem man von dem Ansatz der Erhaltung der Energie ausgeht.

Man betrachtet eine kontinuierliche elektromagnetische Welle, die durch ihr elektrisches Feld 1 in Abhängigkeit von der Lage x,y,z und durch die sinusförmige Zeitfunktion mit der Kreisfrequenz ü» gekennzeichnet ist. In der Welle bewegen sich freie elektrisch geladene Teilchen. Da das Feld E eine räumliche veränderliche Amplitude besitzt, erleidet ein schwingendos Teilchen an den beiden Enden seiner Flugbahn eine unsymmetrische Beanspruchung, wodurch seine Mittellage verschoben wird. Die Wirkung ist umso deutlicher, je größer die Schwingungsamplitude ist, d.h. dieser Effekt betrifft nahezu ausschließlich die Elektronen, während die Kerne lediglich zur Wiederherstellung der Neutralität des Plasmas reagieren.

Das Problem läßt sich über eine Energiebetrachtung angehen. Unter der Annahme, daß keine kontinuierliche Komponente des elektrischen Feldes vorhanden ist, bleibt die kinetische Gesamtenergie als Mitt6l über mehrere Wellenperioden konstant. Diese kinetische Gesamtenergie zerfällt in eine kinetische Schwingungsenergie und in eine kinetische Translationsenergie.

Wenn das System geschlossen ist, d.h. in eine vollkommen reflektierende Umhüllung eingeschlossen ist, welche Strahlungsverluste verhindert, dann ist die kinetische

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Schwingungsenergie an jedem Punkt proportional zum Quadrat der Amplitude des elektrischen Feldes ΓΕ(χ,ν,ζ)7 , welche eine Funktion der Lage ist. Vor Gesichtspunkt der Translationsbewegung der mittleren Lage, um welche das Teilchen schwingt, her kann man annehmen, daß die Teilchenmasse in diesem mittleren Punkt konzentriert ist und eine treibende

2 Kraft eines Potentials erfährt, da3 proportional zu E

ist. Die Minima der Funktion E bilden also Potentialsenken, in weiche die Teilchen fallen. Weiter unten wird die Analyse der in diesem Falle wirkenden Sräfte weiter aufgenommen.

Ist das Elektron gebunden, dann kehrt sich das Phänomen um. Die Kraft, die das Elektron erfährt, treibt dieses in diesem Falle mit dem Kern, mit dem es verbunden ist,

2
zu Zonen, in denen E oin Maximum ist. Zu der leinetischen Energie kommt nun die potentielle Bindungsenergie hinzu, welche sich vermindert, w^nn sich die kinetische Schwingungsenergie erhöht. Zum Nachteil dieser potentiellen Bindungsenergie läßt nun diese vom elektrischen Feld E auf das Elektron ausgeübte Kraft das Atom, mit dem das Elektron verbunden ist, in die Zone zurückfallen, in der

2
E ein Maximum ist. Aber auch hier hat die treibende

2
Kraft ein zu E proportionales Potential.

Diese StoffverüChiebungen weisen eine große Analogie zu den Verschiebungen einer dielektrischen Platte zwischen Kondensatorplatten an Luft auf. Die dielektrische Platte wird in das Innere do3 Kondensators eingezogen und zwar proportional zum Quadrat des Feldes und mit (6-1), wobei ε die Dielektrizitätskonstante ist. Würde wan das Dielektrikum mit £>1 durch ein Medium mit einer ELektrizitätskonstante €. ersetzen, die kleiner als Eins ist, so würde die dielektrische Platte ausgestoßen (ein Medium,

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in dem die freien Elektronen ohne Stöße schwingen, ist ein Medium, in dem fc<1 gilt).

2s wird nun das Einschließungspotential berechnet und das Verhalten des elektrischen Feldes im einzelnen betrachtet. In der dynamischen Gleichung der Bewegung des Elektrons auf einer Achse lassen sich Strahlungsverluste ausdrücken durch einen Bremskoeffizienten, der sich .-ηπω§τ schreibt. 1st das Elektron gebunden, dann lautet die Rückholkraft -mil χ, wobei Jl die Kreisfrequenz der, Atomreponanz ist. Man erhält sodann für die kinetische Schwingungsenergie:

Für das freie Elektron ist in Abwesenheit eines Magnetfeldes Λ = Null und der Bremskoeffizient kann häufig vernachlässigt werden. Da Gl. (16) eine Energie ausdrückt, muß zur Erlangung des Einschlußpotentials in Volt dieser Wert durch die Ladung e des Elektrons geteilt werden. Außerdem wird die Kreisfrequenz u> durch ersetzt, um

den Ausdruck -S— erscheinen zu lassen, der genau gleich

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10V ist. Bas Einschließungspotential schreibt sich als Absolutwert wie folgt:

-Z₁T-. λ ^.(^)² (17)

2mCT η² + (1 -

Um die Wirkung des elektrischen Feldes auch bezüglich des Potentialgradienten zu erfassen, wird die Gleichung der Vektoranalyse benutzt:

•| grad (E²) = E.grad(E) - (rot E) χ Ε (18)

Die Gleichung zeigt, daß der Ausdruck für die Einschließungskraft in zwei Vektoren zerfällt, die den beiden

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Termen der rechten. Seite von Gl. (18) entsprechen, welche elektriacher und magnetischer Einschlußvektor genannt werden.

Der elektrische Einschlußvektor entspricht dem ersten Term, er iet das Skalarprodukt des Gradienten von E mit dem Vektor E selbst und läßt sich wie folgt schreiben:

^(E=: £ ^{+ E}y Ti ^{+ E}z £>* (19)

Dieser Vektor entspricht dem mittleren von Null verschiedenen Feld, das den Veränderungen des Vektors des elektrischen Feldes entspricht, die im Hinblick auf das Teilchen betrachtet werden, das si^h unter Schwingungen verschiebt, die parallel zur mittleren Richtung des Vektors E verlaufen. Um die Eigenschaften dieses Vektorfeldes um einen festen Punkt M zu untersuchen, wählt man Achsen der Koordinaten O,x,y,z derart, daß die Richtung Ox mit der Richtung von F in M zusammenfällt und daß die Ebene xOy mit der Richtung der Ebene zusammenfällt, die durch die Vektoren E und -j— gegeben ist. Man erhält sodann:

^δΕζ
^Ey ^{= E}z --63?-°

Die Komponenten des elektrischen Einschlußvektors sind proportional zu ~

E^ £~ in Richtung Ox

Ε_χ ⁵JjHt. in Richtung Oy

Diese Ausdrücke vereinfachen sich noch für den Pall, in dem das Feld Symmetrie- oder Antimetrieebenen besitzt.

Eine Symraetrieebene muß notwendigerweise parallel zum Vektor selbnt sein. Eine Symmetrie bezüglich der Ebene

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xOz ergibt sich durch die Tatsache, daß E auf der Achse Ox Null bleibt und daß die Ableitung ^z also Null ist. Der elektrische Einschließung3vektor ^öx hat also die gleiche Richtung wie der elektrische Vektor selbst und ist proportional zu

Eine Antimetrieebene muß notwendigerweise senkrecht zum Vektor selbst aein. Die Antimetrie bezüglich der Ebene yOz ergibt sich durch die Tatsache, daß in der Ebene yOz f x, = 0 sein muß und daß Ei für kleine Änderungen von χ u4n^xden Ursprung genau konstant ist. Im übrigen bleibt E sehr klein und der Quotient JL drückt in erster Näherung den Winkel aus, den der Vekto? E* mit der Achse Ox bildet. Die Ableitung dieses Winkels in Bezug auf die Verschiebung längs dee Vektors liefert die Krümmung 1/R der Feldlinie,und der elektrische Einschlußvektor ist proportional zu

E · ■» + -s —£
X «X R

Der Vektor hat die Richtung Oy, d.h. er steht senkrecht auf dem Vektor E, liegt in der Krümmungsebene und ist vom Krtirsmungsmittelpunkt weggerichtet. Der Proportionalitätskoeffizient lautet ²

m»

Der magnetische Einschlußvektor, der dem zweiten Term der rechten Seite von Gl. (18) entspricht, drückt die Einschließur^skraft aus, die von der Wirkung des magnetischen Induktionsfeldes B" auf die Ladung herrührt, die sich mit der Geschwindigkeit ν bewegt. Für diese Kraft gilt 1 χ ev. Der Mittelwert dieses Vektors wird nicht verändert, wenn man gleichzeitig S" und ν ableitet und wenn man das Produkt durch U) teilt. Man ersetzt sodann

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^x durch seinen Wert rot E und Ix durch seinen Wert -~ und man erhält

S χ ev = -Si ^{(rot E) x} ^_{2 2} ⁽²⁰⁾

An diesen Term ist der eigentliche Strahlurigcciruck in Fortpflanzungsrichtung gebunden., aber dieser Terra tritt auch beim seitlichen Einschluß auf. Beim Y/ellentyp TE« ist das axiale Magnetfeld in der Nähe der Achse Null, de^ Term (20) tritt nicht auf und die Einschließung ist rein elektrisch. Beim IVallentyp TE_Q ist da3 axiale Magnetfeld sehr bedeutendjund dieser Wellentyp ist infolge des Terms für den magnetischen Einschluß einschließend, obwohl der Term für den elaktrischen Einschluß nicht einschließend wirkt, wie weiter vorne angegeben wurde.

Im folgenden wird die zylindrische Resonanz des von der radialen Komponente des elektrischen Feldes erregten Plasmas untersucht.

Bas radiale elektrostatische Feld an der Oberfläche eines unendlichen geraden Zylinders mit dem Radius r lautet:

¹ q

Dies gilt, wenn der Zylinder elektrisch homogen geladen ist, wobei die elektrische Ladung q in der Höhe h enthalten ist. Ist ein derartiger Zylinder mit Plasma gefüllt, dann ist die Anzahl ρ der Elementarladungen pro Voluraeneinheit für positive und für negative Ladungen gleich, wenn sich das Plasma ic Ruhezustand befindet. Wird das Plasma von einer Welle mit radialem elektrischem Feld erregt, dann beginnen die Elektronen zu schwingen, während sich die Kerne wegen ihrer Masse praktisch nicht bewegen« Wenn die Elektronen, die sich im Ruhezustand auf

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dem Zylinder mit dem Radius r befinden, durch radiale Dilatation zum Radius r übergehen, dann hat sich die elektrische Ladung im Zylinder nicht verändert, sie ist auf folgendem Wert geblieben:

q = *r_o h pe

Aber die positive elektrische Ladung hat sich vermehrt, da der größer gewordene Zylinder mehr unbewegliche Kerne enthält, sie hat folgenden Wert angenommen:

<3 *= - irr h pe

Dies bewirkt, daß die Elektronen im Zustand der Zylinderschwingung der folgenden Rückholkraft unterworfen dind:

Für kleine Bewegungen um die durch r = r definierte Gleichgewichtslage schreibt sich die Bewegungsgleichung wie folgt:

,2 2

rn-^-2 (r - r_Q>.- - f~- (r - r_Q> ₍₂₂₎

Resonanz tritt auf für eine Schwingfrequenz o» _c, die wie folgt definiert ist:

ω² = ££_ (23)

Es ist bequem, diese Frequenz als Wellenlänge K_n = 2TTc/u> auszudrücken. In -lie Gleichung läßt eich auch der Elektronenradius β einführen:

e² -ς

β = S—_ « 2,817 χ 10 ^1S m.

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Es folgt:

^ _β π (24)

Die zylindrische Resonanzfrequenz f =ύ^/2Τ entspricht der kritischen Frequenz des Plasmas, bei der der optische Index Null ist und folglich die Wellenlänge Undefiniert ist. Die Welle dringt also sehr tief in das Plasma ein, wenn sie die Zylinderresonanz hervorruft.

Im Fall von Wellen mit negativer Phasenverschiebung, deren "Feldkarten" in Fig. 2 dargestellt sind, ist das radiale elektrische Feld nicht mehr isotrop bezüglich der Achse. Die Deformation der Elektronenwolke ist eine in Fig. 3 dargestellte elliptische Deformation, sie läuft ähnlich ab wie die Gezeiten auf der Erdkugel. Eine einfache Rechnung zeigt, daß die Resonanzfrequenz immer von 61. (23) angegeben wird.

Die Resonanzen können aber nur auftreten, wenn der Resonanzbereich nicht durch einen elektronischen Leitungsstrom kurzgeschlossen ist. Im Falle der Zylinderschwingung hat man die Resonanz beobachtet, weil wegen der theoretisch unbegrensten Wellenlänge die Zylinderlänge das Schließen des Kreises verhindert. Im Falle negativer Phasenverschiebungen exictiert die Resonanz auch deshalb, weil die kontinuierliche Komponente deb elektrischen Feldes das Plasma in der Zone einschließt, wo die Feldlinien hyperbolisch sind. Würde sich das Plasma bis zu einer Zone erstrecken, in der sich die elektrischen Feldlinien schließen, dann wäre die Resonanz sehr abgeschwächt.

Man kann die zylindrische Resonanzfrequenz des Plasmas verändern, indem man dieses einen axialen magnetischen Feld unterwirft. Die dynamischen Gleichungen sind sodann

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komplizierter als Gl. (22), da man der elektrostatischen Rückholkraft die Wirkung des Magnetfeldes H auf die Elektronengeschwindigkeit hinzufügen muß. Es tritt jetzt eine Kopplung zwischen der Radialschwingung und der Azimutal schwingung auf und zur Beschreibung der Bewegung sind

_ TT

zwei Gleichungen erforderlich. Setzt man ιύ_σ = ~— »

dann wird	• •	r§i	e E_ COS (tut - η	Φ)	)
a²r	"^wc ^(r	- sin	((Ut - ψ)		)
	\|\|)= _t


» ^dr * ⁰H dt " -

Integriert man die zweite Gl. (25) und überträgt man den so gefundenen Wert für rd$/dt in die erste Gl. (25) _t so erhält man:

~§ - - <"c ⁺ "2> <^r - ^ro> - ^{(1 +} Ί^ΤΓ^{2 COS(Mt} -«+Vlj ₍₂₆₎

e E >

^r SI ^{= ω}Η ^(r - ^ro> ⁺ "ST ^{COS (ω}^^Φ) ^{+ C}l * )

Dieses System läßt sich durch schrittweise Näherung lösen. In einer ersten Näherung setzt man V konstant und unabhängig von r und ^, d.h. man behandelt eine zirkulär polarisierie Welle ohne azimutale Phasenverschiebung. Man erhält sodann die Gl. (27) mit Ci = Null. Man ersetzt sodann V durch die so gefundene erste Näherung von φ und betrachtet das Einschließungsfeld, das aus der Tatsache resultiert, daß nach dieser Transformation der mittlere Wert von cos (wt-ψ) nicht mehr Null ist. Es ist jetzt zur Berücksichtigung der neuen Amplitude von φ, die aus Gl. (27) resultiert, erforderlich, diese mit dem eingeklammerten Paktor zu multiplizieren, der in diesem neuen Ausdruck auftaucht.

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Diese Einschließungskraft schiebt die Elektronen in Richtung auf die Achse und schafft so eine elektrostatische
Kraft, welche die positiven Ionen antreibt. Hieraus ergibt sich eine langsame und gleichmäßige Verminderung der Koordinate r des Elektrons, die man als Veränderung zweiter Ordnung behandeln kann. Aus der zweiten Gl. (26) ergibt sich, daß sich die Elektronen, wenn sich r vermindert, um die Achse mit einer Winkelgeschwindigkeit -fl. zv> drehen beginnen. Daher stammen die Ausdrücke in /I, die von den Konstanten der ersten Integration herrühren und die in der zweiten Näherung auftauchen (ft, wächst langsam von 0 nach

ω + Ω + ω

e E.

I ₊ JL (_ω+Ω)² - ω² - ω² ω_Η CH

ItI (ω+Ω)

cos

(ω+Ω)ΐ: - φ

φ= φ - Ωt +

1 +

ü>_h (ω+Ω+ω_Η)

ΐη(ω+Ω)

sin

Η>

Außerdem schafft die Expansion der Elektronenwolke von der Fortpflanzungsachse weg oder die Verschiebung dieser Wolke zur Portpflanzungsachse hin ein induziertes Magnetfeld,
das sich im ersten Fall dem induzierenden Magnetfeld entgegenstellt und es im zweiten Fall verstärkt. Betrachtet nan die Gesamtheit der Elektronen, die sich in der Nähe
des Umfangs eir.es Kreises mit dem Radius r befinden, der
auf die Fortpflanzungsachse zentrierb ist, so verhalten
sich diese Elektronen wie ein leitender Ring. Läßt man
den Radius dieses Ringes variieren, so wird ein Strom induziert, der sich teilweise der magnetischen Flußänderung im Ring entgegensetzt. Vergrößert sich der Radius, dann
vermindert sich das magnetische Feld, und vermindert sich der Radius, dann erhöht sich das magnetische Feld.

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Wenn also die negativ phasenverschobene Welle die Elektronen auf der Fortpflanzungsachse komprimiert, dann folgen diesen die positiven Ionen, damit das Plasma neutral blsibtj end Gl. (2?) zeigt, daß sie eich entgegen den Elektronen zu drehen beginnen und so den Strom verstärken, der sich um die Fortpflanzungsachsβ dreht, wodurch das Magnetfeld auf der Achse beträchtlich verstärkt wird. Zusätzlich verdrängen sich alle Stromringe gegenseitig, um den maximalen Fluß des Magnetfeldes zu umfassen, der durch die Nachbarringe geschaffen wird. Hierdurch tritt folglich eine gegenseitige Verdichtung der Stromfäden ein und demzufolge eine besonders starke Verdichtung des Plasmas entsprechend einem EL nschließungseffekt.

Im übrigen ist es möglich, diese zusammenhängenden Stromringe gegen den Targetwerkstoff zu verdichten oder sie von ihm zu entfernen, indem man als axiales induzierendes Magnetfeld ein Feld mit hinreichend starkem Gradienten entsprechenden Vorzeichens nimmt.

Ist das Magnetfeld zum Target hin verstärkt, dann werden sich die Plasmaringe, in denen die Elektronen und die positiven Ionen in gegenläufigem Sinne drehen, sich zum Target hin konzentrieren. Diese Bedingungen erzeugen ein Maximum von Termstößen. Ist demgemäß die Flugbahn des Teilchena schraubenlinienförmig, dann ist der Weg, der in einem mehrere Schraubenwindungen enthaltenden Würfelraum zurückgelegt wird, wesentlich größer als der Weg bei geradliniger Flugbahn. Mit einem Radius*f und einer Steigung <f der Schraubenlinie gilt für das Verhältnis der durchlaufenen Wege:

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Die Stoßwahrscheinlichkeit zwischen awei Kernen ist im gleichen Verhältnis vergrößert.

Wächst im Gegenteil das !Magnetfeld mit der Entfernung vom Target, dann worden sich die Stromringe in einem geringen Abstand vom Target konzentrieren^und an dieser Stelle bestehen günstige Bedingungen für eine Emission kohärenter Röntgenstrahlen. In den Ringen drehen sich die Ionen alle in der gleichen Richtung und stoßen sich kaum. Sie erleiden aber eine große Anzahl von Stoßen vonseiten der freien Elektronen, die sich in Gegenrichtung drehen und sie in großem Umfang ihrer letzten gebundenen Elektronen berauben. Die axiale Ionengeschwindigkeit ist gering;und die Ionen versuchen sich axial anzunähern wegen der Wechselwirkung der Ringe. Dies ist ein günstiger Umstand, da die Atome eine sehr viel größere Chance zur gegenseitigen Strahlungsanregung haben, wenn sie sich einander annähern, als wenn sie sich voneinander entfernen.

Damit ninä die verschiedenen Effekte beschrieben, die man mit zirkulär polarisierten und azimutal phasenverschobenen Wellen erreichen kann, deren Phasenverschiebung positiv oder negativ ist.

Die Erfindung wird im folgenden anhand der Zeichnung näher beschrieben. In dieser zoigt:

Pig. 1 (wie schon in der Einleitung beschrieben) ein elektrisches Feld mit zirkularer Polarisation, das in positiver Richtung azimutal phasenverschoben ist;

Pig. 2 (wie schon in der Einleitung beschrieben) ein elektrisches Feld mit zirkularer Polarisation, das in negativer Richtung azimutal phasenverschoben ist;

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27S7263-

Fig. 3 schematisch die zylindrische Kontraktion des Plasmas unter der Wirkung des Feldes in Fig. 2;

Fig. 4, 5, 6 und 7 Einzelheiten eines ersten Ausbildungsprinzips eines Wellentypwandler, bei dem für die optische Phasenschieber einri chtung ein isotroper Werkstoff dient und diese Einrichtung die Form einer Schraubenfläche oder einex' Wendeltreppe hat, wobei die Steigung der Schraubenfläche oder die Höhe der Treppenstufen derart gewählt sind, daß sich Felder entsprechend Fig. 1 und Fig. 2 einstellen;

Fig. 8 schematisch ein (ierät zur Qualitätskontrolle einer optischen Polarisator- und Phasenschiebereinrichtung nach Fig. 4 bio 7;

Fig. 9» 10 und 11 Einzelheiten eines zweiten Ausbildungsprinzips eines Wellentypwandler, bei dem für die optische Phasenschiebereinrichtung ein äoppelbrechender Werkstoff benutzt wird, der in Breieckselemente zerteilt ist, die so angeordnet sind, daß die langsamen und schnellen Achsen der Elemente derartige Richtungen aufweisen, daß sich Felder entsprechend Fig., 1 und 2 einstellen;

Fig. 12 im Schnitt einen Wellentypwandler zum Einsatz in tdnem Plasmagenerator, bei dem eine maximale Plasmadichte in Hinsicht thermonuklearer Fusionsreaktionen angestrebt ist; und

Fig. 13 im Schnitt einen Wellentypwandler zum Einsatz in einem Plasmagenerator, in dem eine Verlängerung

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dee Plasmas Iäng3 einer Achse angestrebt wird, um die Erzeugung kohärenter Röntgenstrahlen in Richtung dieser Achse zu begünstigen.

Das erste Ausbildungsprinzip wird anhand der Fig. 4, 5, 6 und 7 beschrieben. Fig. 4 zeigt Einzelheiten einer ersten Ausführungsform. Der Wellentypwandler besitzt hinter einer nicht dargestellten Lichtquelle ein Viertelwellenplättchen (λ/4-Plättchen) 11, das eine von dieser lichtquelle ausgehende Welle mit geradliniger Polarisation in eine Welle mit zirkularer Polarisation wandelt. Hinter diesem Viertelwellenplättchen ist eine optische Phasenschiebereinrichtung 12 angeordnet, welche die Komponenten der zirkulär polarisierten Y/clle proportional zum Azimut φ phasenverschiebt. Die optische Phasenschieber einrichtung oder kurz der Phasenschieber I2 besteht aus einem Plättchen aus isotropem Werkstoff wie z.B. gegossenem Silizium, das eine an das Viertelwellenplättchen angrenzende ebene Stirnfläche 121 hat sowie eine als Schraubenfläche ausgebildete Stirnfläche 122. Die Dikkenzunahme Az des Plattchens 12 ist für einen gegebenen Azimut j> durch folgenden Ausdruck festgelegt:

Hierbei ist η der Brechungsindex. Die Dickenzunahme wächst von 0 Ms λ/(η-ΐ).

Zur einfacheren Herstellung kann der Schraubenflächenphasenschieber in Fig. 4 durch einen Phasenschieber 13 ersetzt werden, dessen Stirnfläche die Form einer Wendel treppe hat (Fig. Π). Es können z.B. sechs Treppenstufen 13-j bis 13g vorgesehen sein, die jeweils eine Sektorerstreckung von T/3 haben. Die Stufenhöhe h jeder Stufe bet ragt:

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h = λ/6(η-1)

Allgemeiner beträgt bei q Treppenstufen die Höhe h jedtr Treppenstufe:

h =

Die Treppenstufen des Phasenschiebers 13 können durch Abätzen oder durch Vakuumaufdampfen hergestellt werden.

Bei Strahlen großen Bündeldurchmesseri? ist es möglich und günstig, die Funktion des Viertelwellenplättchens und der azimutproportionalen Phasenverschiebung mit Hilfe des gleichen Plattchens zu erfüllen. Man wählt in diesem Pail ein Viertelwellenplättchen aus Quarz, d.h. ein Quarz plättchen mit folgender Dicke:

(^2k+1) = (2k+1) ^x 30,32 Aim für λ = 1,06 f

Hierbei sind n_Q und η der ordentliche und der außerordentliche Index von Quarz.

Zur Herstellung des kombinierten Polarisator- und Phasenschi eberplätt chens schneidet man bei einer bevorzugten Ausführungsform der Erfindung aus einem Quarzkristall sechs dreieckige Viertelwellenplättchen H* bis 14/-, welche die Form gleichseitiger Dreiecke haben. Die sechs Dreiecksplättchen werden so ausgeschnitten, daß die Richtungen der schnellen und der langsamen Achsen des Quarzes nach der Vereinigung der Plättchen zu einem gleichmäßigen Sechseck über den gesamten Sechseckumfang gleich sind. Für die Endbearbeitung werden die sechs Plättchen H₁ bis Hg auf eine Glasscheibe 15 aufgesetzt, wobei der äußere Umfang des Rechtecks längs einer Geraden ausgerichtet ist (Fig. 7). Die langsame Achse hat sodann bei jedem Plättchen die in Fig. 7 angegebene Fore.

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Die freien Flächen der Dreiecke werden ds.nn in einer zum Trägerplättchon 15 leicht geneigten Ebene derart poliert, daß die Dicken in den Mittelpunkten der äußeren Plättchen 14-j und 14p gleich der theoretischen Dicke mit einer entsprechenden Erhöhung oder Verminderung um N/2 (n-1) sind, wobei η der Mittelwert der Indices ist. Diese Dickenveränderung /on 1 /um stört die Eigenschaften der Viertelwellenplättchen nicht) und wenn man diese sechs Dreieckplättchen H-I bis 14g auf ein Glas plättchen 16 (Bild 6) in der dort angegebenen Sechseekform aufsetzt, erhält man genau die gewünschte azimutale Phasenverschiebung. Das Plättchen 16 ist quadratisch, um die Einrichtung des Wellentypwandler in Bezug auf die geradlinige Polarisation der einfallenden Welle zu erleichtern. Die azimutale Wellenverschiebung erfolgt immer in Richtung wachsender Dicken. Man erhält eine zirkulär polarisierte und azimutal positiv oder negativ phasenverschobene Welle je nachdem, ob die Polarisation der einfallenden Welle parallel zur einen oder zur anderen der Rechteckseiten des quadratischen Plättchens 16 ist. Die Herstellung des Polarisator- und Phasenschieberplättchens nach Fig. 6 und 7 erfordert eine sehr genaue Kontrolle und spezielle Mittel hierzu (Fig. 8). Ein Laser 20 erzeugt einen geradlinig polarisierten monochromatischen Lichtstrahl 21. Dieser Lichtstrahl wird durch den halbreflektierenden Spiegel 24 in zwei Lichtstrahlen 22 und 23 geteilt. Der Strahl 22 durchläuft das zu prüfende Wellentypwandlerplättchen 25 und der Strahl 25 durchläuft ein Eichplättchen, das aus zwei Viertelwellenplättchen 26 und

27 besteht, zwischen denen ein in einem Kugellager 29 drehbar um seine Achse gelagertes Halbwellenplättchen

28 angebracht ist. Ein Skalenrad 30 ermöglicht eine genaue Einstellung des Drehwinkels h des Halbwellenplättchens. Der Lichtstrahl erfährt durch die Plättchen 26,

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28, 27 bekanntlich eine Phasenverschiebung gleich 2 φ. Die beiden Strahlen 22 und 23 werden durch Spiegel 31 und 32 reflektiert und sodann durch einen halbreflektierenden Spiegel 33 vereint. Photozellen 34 und 35 ermöglichen eine Interferenzbestiminung und zwar entweder über eine Nullanseige in einer Zelle oder über eine Abgleichanzeige zwischen den gemessenen Intensitäten. Das zu prüfende transparente Plättchen 25 ist in einem Support 36 gehalten, der ρ ehr genaue Bewegungen in einer Ebene senkrecht zum Lichtstrahl ermöglicht und sehr- genaue Drehungen um die Strahlachse. Zur Kontrolle der Änderungen der Dicke dee Plättchens 15 in Abhängigkeit von den Verlagerungen läQt sich die Einstellung des Halbwellenplättchens vor der Verlagerung so einstellen, daß man einen gut durch die Zellen 34 und 35 feststellbaren Abgleich erhält. Nun wird das Plättchen 25 verlagert und man betrachtet, um wieviel das HaJbwellenplättchen 28 nachgedreht werden muß, um den Anfangszustand der Photozellen wieder zu finden.

Ein zweites Ausbildungsprinzip des Wellentypwandler und seiner optischen Phasenschiebereinrichtung wird anhand dor Pig. 9, 10 \md 11 besprochen. Bei den diesem Prinzip entsprechenden Ausführungsformen in Pig. 9 und 10 erfolgt die azimutale Phasenverschiebung anstelle einer selektiven Veränderung der optischen Dicke des Systems durch eine Einheit sektoraler Halbwellenplättchen, die alle die gleiche Dicke haben, aber deren Achsen wie nachfolgend definiert besonders orientiert sind.

Will man eine einfallende geradlinig polarisierte Welle in eine ausgehende Welle wandeln, deren elektrische Peldkarte vorgegeben ist, dann muß in allgemeiner Form die schnelle Achse an einem beliebigen Punkt gemäß der

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Winkelhalbierenden zwischen der Richtung des elektrischen Feldes der einfallenden Welle und der Richtung des elektrischen Feldes der ausgehenden Welle verlaufen.

Will man an einem Punkt P in Fig. 1 ein parallel zu Ox einfallendes elektrisches Feld E in ein ausgehendes Feld

JL

E_n wandeln, das den Winkel ψ mit Ox aufweist, dann ist Θ3 erforderlich, daß die schnelle Achse PP¹ des sektoriellen Halbwellenplättchens, das den Punkt P bedeckt, in Richtung der Winkelhalbierender von EE verläuft, d.h. einen Winkel φ/2 mit dem Radiusvektor OP bildet. Wenn die Sektorplättchen sehr eng sind, dann lautet die Gleichung der Kurven, die in allen Punkten tangential zur Richtung der schnellen Achse PP' verlaufen, wie folgt:

r =

[sin φ/2]

(28)

Diese Gleichung kann wan ableiten, indem man in den Gl. (10) und (11) die Werte für N₁ und N₂ durch 0 und 1 ersetzt. Die Gleichung stellt eine Familie von Parabeln dar.

Die entsprechende optische Phasenschiebereinheit ist in Fig. 9 dargestellt. Sie umfaßt sachs Halbwellensektorplättchen 17.. bis 17g in Form gleichseitiger Dreiecke, deren schnelle Achse in jedem Plättchen die durch die Schraffureii angegebene Richtung hat. Man erkennt, daß die Schraffuren gebrochene Linien 171 bilden, die Paratein annähern. Die Plättchen sind auf einem Glasplättchen 170 angeordnet.

Will man in einem Punkt P in Fig. 2 ein parallel zu Ox einfallendes elektrisches Feld E in ein ausgehendes Feld

J%

Έ wandeln, das den Winkel - φ mit Ox bildet, dann muß die schnelle Achse PP' den Winkel - w Φ mit dem

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Radiusvektor OP bilden. Sind die Sektorplättchen sehr eng, dann lautet die Gleichung der Kurven, die in allen Punkten eine Tangente an die schnelle Achse bilden:

(29)

Hierbei sind in den Gl. (10) und (11) die Werte für N₁ und N₂ durch 0 und -1 ersetzt.

Gl. (29) stellt eine Familie von Hyperbeln 182 dar, welche Asymptoten im Winkel von 120° aufweisen (Fig. 11).

Die entsprechende optische Phasenschiebereinricbtung ist in Fig. 10 gezeigt. Sie besitzt sechs Halbwellensektorplättchen Ie₁ bis 18g in Form gleichseitiger Dreiecke, deren schnelle Achse in jedem Plattchan die durch die Schraffuren angegebene Richtung aufweist. Man erkennt, daß die Schraffuren gebrochene Linien 181 bilden, die annähernd die Form von Hyperbeln haben, wie in Fig. 11 dargestellt. Die Plättchen sind auf einem Glasplättchen 180 angeordnet. Bei den drei Sektorplättchen Ie₁, 18,, 18^ verläuft die schnelle Achse parallel zu den Höhenlinien, die von den Dreiecksspitzen am Mittelpunkt des Sechseckes ausgehen, und bei den anderen Plättchen 18p, 18., 18g, die zwischen die erstgenannten Plättchen eingeschoben sind, verlaufen die schnellen Achsen parallel zu den Dreiecksgrundseiten, die die Seiten des Sechseckes bilden. Eine derartige Einrichtung wandelt die in Richtung Ox polarisierten einfallenden Wellen in Wellen, deren Feldlinien die gleichseitigen gestri'chelt in Fig. 2 eingezeichneten Hyperbeln sind, und die in Richtung Oy polarisierten Wellen in Wellen, deren Feldlinien die gleichseitigen ausgezogen in Fig. 2 eingezeichneten Hyperbeln sind.

Den Phasenschieberplattchen in Fig. 9 und 10 ist ein

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Viertelwellenplättchen vorgesetzt, das die eingehende geradlinig polarisierte Welle in eine zirkulär polarisierte Welle wandelt, die sodann in die Phaaenschiebereinrichtung einfällt.

Im allgemeinen Fall von Wellen mit negativer azimutaler Phasenverschiebung der Ordnung N haben die Linien des elektrischen Feldes die folgende Gleichung:

r =

[ein (I₊N) *]^1/tl+N>

Die Tangentiallinien an die schnellen Achsen der HaIbwellenplättchen haben die folgende Gleichung:

r =

^2/(2+N)

In den bisherigen Ausführungen wurde vorausgesetzt, daß ein Laser al3 Energiequelle benutzt wird. Dies ist jedoch nicht immer erforderlich, denn häufig verlangt man von der die elektromagnetischen Welle abgebenden Energiequelle nur eine hinreichende Kohärenz, daß die Polarisation definiert ist, und eine hinreichende Ebenheit, da3 sie unter diesen Bedingungen konzentriert werden kann. So kann man oft auch das Licht anderer Quellen, auch der Sonne, nach Durchlauf eines Polarisators verwenden. Fig. 12 zeigt einen Wellentypwandler zv.m Einsatz in einem Plasmagenerator zur Erzeugung eines Plasmas maximaler Dichte. Dieser Generator zur Untersuchung dichter unü heißer Plasmen besitzt ein Vi ert elvvcllenplät t chen 40, das die von einem Laser 41 ausgehende geradlinig polarisierte Welle in eine zirkulär polarisiert?» Welle wandelt. Diese Welle wird in einem Phasenschieber 42 azimutal phasenverschoben, bei dem es sich um einen Phasenschieber des Typs nach Fig. 4 und 5 oder des Typs nach Fig. 10 handeln kann. Ein Prisma 43 reflektiert die Welle

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zu einem Targetwerkstoff 44. Das Prisma besitzt hierau eine Bohrung 45, welche die Reaktionsprodukte entweichen läßt, und eine Fläche 46 ist derart gewölbt, daß sie eine Linse bildet und die Energie auf das Target fokuliert, l'as das Target 44 bildende Teil ist zylindrisch ausgebildet und wird von einer Schraube 47 gehalten, die in einer Mutter 48 drehbar ist, wodurch der Laserbrennfleck des anzuregenden Materials oder Targets erneuert werden kann« Die Mutter 48 ist fest mit einem Anker 49 eines durch eine Spule 50 erregten Elektromagneten verbunden. Man erkennt, daß der in der Nähe des Targets befindliche Pol 51 des Elektromagneten sehr viel schmaler ist als der Pol 52, der sich in größerer Entfernung vom Target befindet. Hierdurch vermindert sich das Magnetfeld in Achsrichtung des Laserstrahles mit zunehmendem Abstand vom Target, wodurch die di'Z'ch da3 Auf treffen des Strahles gebildeten riasmaringe 3ich gegen das Target hin verdichten. Eine Bohrung 53 im Anker des Magneten gestattet eine seitliche Beobachtung der Vorgänge.

Zur Beobachtung oder Nutzung der Strahlung dienende Instrumente sind mit 54 und 55 bezeichnet. Die ganze Anordnung ist im Vakuum υntergebracht. Eine Vakuumpumpe 56 gestattet eine Aufrechterhaltung des Vakuums in einer Kammer 57.

Fig. 13 zejgt einen Y/ellentypwandler zum Einsatz in einem Plasmagenerator, in dem die Erzeugung kohärenter Röntgenstrahlen angestrebt wird. Bei diesem Generator verstärkt sich das axiale Magnetfeld, wenn man sich vom Target wegbewegt, so daß die Plasmaringe vom Target schnellstmöglich abgezogen werden. Das Targetmaterial ist mit 61 bezeichnet, es befindet sich an einer Stange 62, deren Gewindeteil 63 eine Erneuerung des Werkstoffs

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an dem Brennfleck ermöglicht. Der Laser, das Viertelv/ellenplättehen und die Wellentypwandeleinrichtung sind zusammen mit 60 bezeichnet. Der von diesem System ausgehende zylindrische Strahl wird durch eine konische Linse 64 in einen konischen Strahl gewandelt, der eine passende Beleuchtung eines Sammelspiegela 65 sicherstellt, der kranzförmig um einen Pol 66 eines Elektromagneten 67 angeordnet ist, der durch eine Spule 68 erregt; wird.

Der Pol 66, der sich in einem gewissen Abstand vom Target befindet, ist sehr viel schärfer ausgebildet als ein gegenüber stehender Pol 69, so daß sich das Magnetfeld vom Target 61 zu diesem Pol 66 hin verstärkt. Außerdem weist dieser Pol eine Bohrung 70 auf, durch welche die Röntgenstrahlen austreten können. Eine Kammer 71 dient zur Entfernung geladener Teilchen aus dem Strahl. Hierzu ist in dieser Karamer ein elektrisches oder magnetisches Feld eingerichtet, welches die geladenen Teilchen ablenkt und sie auf die Wand fallen läßt, während die nicht abgelenkten Röntgenstrahlen durch ein Diaphragma 72 hindurchtreten. Das Ablenkfeld ist im vorliegenden Beispiel von zv/ei Kondensatorplatten 73 gebildet, die über Spannungsquellen 74 und 75 unter Spannung gesetzt sind. Eine zweite Kammer 76 dient als Kammer für die Messung oder Nutzung der Röntgenstrahlen. Zur Nutzung dient ein Gerät 77, dies ist z.B. eine photographische Platte, welche das Hologramm eines in der Nähe des Diapragmaa 12 befindlichen Objektes aufzeichnet. Alle Einrichtungen arbeiten unter Vakuum. Das Vakuum wird durch eine Pumpe 78 erzeugt, an die ein Gehäuse 79, der Anker 67 des Elektromagneten und die Linse 64 angeschlossen sind.

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Claims

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Wellentypwandler für elektromagnetische Wellen, Licht- oder Infrarotwellen mit einer Quelle für die Wellen und mit Kittfein zur Wandlung dieoer '»/eile in eine ebene, Kirkular polaricierte V/ellfij gekennzeichnet durch eine optische rhasenschieboreinrichtuns (12, 13i 14, 17, 18), die dio zirkulär polarisierte Welle proportional su ihrem Azimut (ψ) "!im die Fortpülansungsachse (Oz) polarisiert, durch Mittel zur Fokussierung der derart phasenvetachobenen Welle auf einen Tai'ßetwerkstoff (44 bzw. 61) und durch einen Generator (49, 50 bzw« 67, 68) fur ein Magnetfeld j η der Acusö des Bronnflocks.
2. Wellentypwandler nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet» daß in der optischen Phaoenachieberoinrichtung die zum Azimut proportionale Phasenverschiebung im Drehsinn der zirkulären Polarisation zunimmt.
3. Wellentypwandler nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß in der optischen Püar.eiiüCiiiet-erüin·- richtung die zum Aziwut proportionale Phasenverschiebung entgegen dem Drehsinn der zirlnilaren Polar i s at i ο η sir ι jtii EJnit.
4. Vollontypwandler nach Anspruch 1 und 2 oder 5, dadurch gekennzeichnet, daß die optische- ΡΙιηωοιχ-schjebereinrichtung ein für die elektromagnetische Welle transparentes Plättchen (12) aus isotropem Werkstoff besitzt, das eine ebene Stirnfläche (121) aufweist und gegenüberliegend eine Schraubenf]äche

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(122), deren Steigung gleich λ/(η·-ΐ) ist, wobei λ die Wellenlänge und η der Brechungsindex des PlättchenwerksI offes ist.
5. Wellentypwandler nach Anspruch 1 und 2 oder 3> dadurch gekennzeichnet, daß die oj.it in ehe Phasenschieber einrichtung e:in für die elektromagnetische Welle transparentes Plättchen (13) aus isotropem Werkstoff besitzt, das eine ebene Stirnfläche ausweist und gegenüberliegend e:i nc wendeltreppenf örmige Stirnfläche, deren q Stufen (z.B. 1 5-i bis 13g) einen Sektorwinkel von 2ii/q vnd eins Stufenhöhe von X/q(n-1) aufweisen.
6. Wellentypwandler nach Anspruch 1 uud 2 oder 3» dadurch gekennzeichnet, daß die optische Phasenschiebereinrichtung eine Vielzahl elementarer rialUvellen-(V2-) Plättchen (τ.3. 17 oder 18) aus doppelbrechendem, für die elektromagnetische Welle transparentem Werkstoff umfaßt, die derart angeordnet sind, daß die "langsamen" und die "cohnellen" Achsen der elementaren Plättchen in Richtung der Winkelhalbierenden verlaufen, die in j ed era Moment zwischen dei· zirkulär polarisierten WeIHe und der Richtung der proportional zum Azimut phusenverschobenen Welle bestehen.
7. Wellentypwandler nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, daß die elementaren Halbwellenplättchen (z.B. 17-, bis 17g) dreieckig und in Form einer, regelmäßigen Polygons angeordnet sind, v/obei die langsamen und schnellen Achsen aller elementaren Plättchen so angeordnet sind, daß sie auf dem regelmäßigen Polygon eine gebrochene Kurvenschar mit annähernd parabolischem Verlauf darstellen.

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8. Wellentypwandler nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, daß die elementaren Halbwellenplattchen (z.U. Ie₁ bis 18g) dreieckig und in Form eines regelmäßigen Polygons qageordnet sind, wobei die langsamen und die schnellen Achsen aller elementaren Plättchen so angeordnet sind, daß sie auf dem regelmäßigen Polygon eine gebrochene Kurvenschar darstellen, deren Verlatif mit der ganzen Ordnungszahl N in Polai'koor^inaten annähernd durch folgende Gleichung darstellbar ist:

r =

2/(N+2)
9. Ϋ/ellentypwandler nach Anspruch 7, gekennzeichnet durch sechs elementare Halbv/ellenplättchen (17-j bis 17^), die die Form g]eichseitiger Dreiecke haben und in einem regelmäßigen Sechseck angeordnet sind, tfobei die schnelle (oder die langsame) Achse der Plättchen in den aufeinander folgenden Plättchen mit einer Ursprungsrichtung Y/inkel von 0°, 30°, 60°, 90°, 120°, 15C° bildet.
10. Wellentypwandler nach Anspruch 8, gekennzeichnet durch sechs elementare Halbwellenplattchen (18-bis 18g)» die die Form gleichseitiger Dreiecke haben und in einem regelmäßigen Sechseck angeordnet sind, wobei die schnelle (oder die langsame) Achse der Plättchen in den aufeinander folgenden Plättchen mit einer Ursprungsrichtung Winkel von 0°, -30°, -60°, ί 90°, + 60°, + 30° bildet und sich die Azimute der Mittelpunkte der Plättchen in der folgenden Reihenfolge befinden: 0°, 60°, 120°, 180°, -120°, -60°.

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11. Wellentypwandler nach einem oder mehreren der Ansprüche 1 bis 10, dadurch gekennzeichnet, daß das Magnetfeld einen Gradienteu aufweist mit maximaler Feldstärke nahe dem Targetwerkstoff (44)· im
Hinblick auf die Erreichung größtmöglicher Plasmad i cht e.
12. Wellentypwandler nach einem oder mehreren der Ansprüche 1 bis 10, dadurch gekennzeichnet, daß das Magnetfeld einen Gradienten aufweist mit minimaler Feldstärke nahe dem Targetv/erkstoff (61) im
Hinblick auf die Erreichung einer länglichen
Plaemazone.

13· Wellentypwandler nach Anspruch 1 und 2 oder 3, dadurch gekennzeichnet, daß das Mittel zur zirkulären Polarisation der Welle und die optische Phasenschiebereinrichtung vereint sind und eine Vielzahl q elementarer Viertelwellen-(λA-) Plättchen (z.B. Η.] bis Hg) aus doppelbrechend em. für die
elektromagnetische Welle transparentem Werkstoff
umfassen, die einen Sektorwinkel von 2Ti/q aufweisen, die so angeordnet sind, dai? die Richtungen
ihrer langsamen (oder schnellen) Achsen über alle Sektoren gleich sind, und deren Dicken um die theoretische Viertelwellendicke derart schwanken, daß die Dickenänderung zwischen zwei aufeinander folgenden Plättchen . beträgt, wobei η das Mittel der Brechungsmdices des doppelbrechenden
Werkstoffes ist.

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