DE3806079A1

DE3806079A1 - Verfahren zur erzeugung und fuehrung von intensiven, grossflaechigen ionen-, elektronen- und roentgenstrahlen

Info

Publication number: DE3806079A1
Application number: DE3806079A
Authority: DE
Inventors: Werner Dr Kuehn
Original assignee: Kernforschungszentrum Karlsruhe GmbH
Current assignee: Forschungszentrum Karlsruhe GmbH
Priority date: 1988-02-26
Filing date: 1988-02-26
Publication date: 1989-09-07
Also published as: US4904873A; JPH02148549A

Description

Die Erfindung betrifft ein Verfahren zur Erzeugung und Führung von intensiven, großflächigen Ionen-, Elektronen- und Röntgen strahlen wobei die Strahlführung mit betriebsmäßig variierba ren magnetischen und elektrischen Feldern und variierbaren ma gnetischen Korrekturfeldern bereits im Strahlgenerator er folgt.

Solche Teilchen- und Röntgenstrahlen mit wählbaren Strahleigenschaften werden z. B. für Materialbearbeitung für Oberflächen- und Dünnschichttechnologie und für die strahlin duzierte lithographische Verfahrenstechnik, z. B. Röntgenli thographie, benötigt. Ein weiteres Anwendungsgebiet ist die Untersuchung der physikalischen Vorgänge, die in hochverdich teter Materie ablaufen, die durch intensive Strahlen hoher En ergiedichte gebildet wurde.

Teilchenströme hoher Intensität können mit Ionendioden erzeugt werden, zu deren Energieversorgung die Technik leistungsfähige Stromquellen zur Verfügung stellt. Bekannt ist ein Diodentyp, bei dem mit einem selbsterzeugten B _R-Feld die Elektronen im Diodenspalt magnetisch isoliert werden. Mit solchen sogenann ten B _R-Dioden wurden Ionenströme bis zu 750 kA erzeugt. Es sind noch andere Dioden-Typen mit vergleichbarer Ionenstrom- Ergiebigkeit bekannt, die in ihrer Betriebsweise allerdings markante Nachteile gegenüber dem B _R-Typ aufweisen. Ihnen fehlt die klare Elektroden-Struktur, die die B _R-Diode auszeichnet, mit der die physikalischen Abläufe einigermaßen zu übersehen und zu beeinflussen sind. Ein wesentliches Merkmal dieser Di oden sind nichtstationäre Elektroden, die sich durch veränder liche Raumladungskonfigurationen erst ausbilden. Dadurch sind die lokalen Beschleunigungs- und Führungsfelder kaum bestimm bar oder gar kalkulierbar. Dies gilt insbesondere für die un stabilen sogenannten virtuellen Kathoden, die eine klare Strahlfokussierung nicht zulassen. Außerdem ist der Grad der Beschädigung von Diodenstrukturteilen durch die freien La dungsträger des Diodenplasmas und durch Ströme freier, metal lisch nicht gebundener Elektronen so groß, daß die Diode nach sehr kurzer Zeit (Bruchteile von Mikrosekunden) zerstört wird. In der Regel überleben die Vertreter solcher Plasma-Typen (Pinch-Dioden, Pinch-Reflex-Dioden etc.) nur einen kurzen Schuß. Dann müssen sie regeneriert oder völlig ersetzt werden.

Bei der B_R-Diode ist die zeitliche Belastbarkeit zwar wesent lich höher, aber auch hier müssen nach einer effektiven Be triebszeit von wenigen Mikrosekunden funktionswichtige Teile ausgetauscht weren, und von einem kontinuierlichen Betrieb ist man weit entfernt. Die Ursache sind hohe Ströme freier Elek tronen, die über verschiedenlange Wege den Katho den/Anodenspalt durchlaufen und die im Wege stehenden Anoden stützen zerstören und Teile der Anodenfläche beim Aufprall be schädigen. Ein weiterer entscheidender Nachteil aller bekann ten Hochstromdioden, der B_R-Diode einschließlich, ist die Un möglichkeit, die den Teilchenstrahl beeinflussenden durch Kon struktion und durch die geometrischen Daten festgelegten Fel der im laufenden Betrieb einstellen und optimieren zu können. Eine klare Führung des Strahls mit gewünschten Fokussierungs eigenschaften ist somit unmöglich.

Diese geschilderten Nachteile, nämlich völlig ungenügende zeitliche Belastbarkeit und die Unmöglichkeit einer gezielten, klaren Strahlführung, machen die bekannten Verfahren und An ordnungen für einen technisch nutzbaren Strahlbetrieb un brauchbar.

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, einen Strahl gelade ner Teilchen hoher Stromstärke zu erzeugen, dessen Eigenschaf ten in Anpassung an den technologischen Einsatz frei bestimmt werden können. So sollen die Strahlwinkel (Winkel, den die Teilchenbahn mit der Strahlachse bildet) zwischen starker Di vergenz bis zu starker Konvergenz einstellbar sein, abhängig von dem Wunsch nach einem großflächigen Strahl oder einem fo kussierten Strahl mit minimaler Strahlfläche und entsprechend hoher Stromdichte. Dazwischen liegt der Zustand des Parallel strahls, der z. B. für den Transport über größere Entfernungen benötigt wird, falls keine zusätzlichen Strahlführungselemente außerhalb des Strahlgenerators eingesetzt werden sollen. Für die in den Beschleunigungsbereich des Generators gelegte Strahlführung sollen keine externen Stromquellen benötigt wer den.

Der erzeugte Teilchenstrahl soll den Strahlgenerator stromneutralisiert verlassen. Für einen Protonenstrahl bedeu tet dies, daß in einem gegebenen Zeitintervall ebensoviele Elektronen wie Protonen im Strahl transportiert werden. Nur für diesen Fall ist der Strahl magnetisch neutral. Damit ent fallen selbstmagnetische Störfelder, die den Strahl in uner wünschter Weise beeinflussen können.

Im Strahlgenerator selbst müssen jedoch freie Elektronen unterdrückt werden. Aus zwei wichtigen Gründen muß dies gefor dert werden. Erstens soll eine Zone geschaffen werden, in der das azimutale magnetische Eigenfeld des Ionenstroms zur ge zielter kalkulierbaren Selbstfokussierung genutzt wird, und zweitens muß verhindert werden, daß hohe nicht kontrollierbare Ströme freier Elektronen den Strahlgenerator beschädigen und nach kurzer Zeit zerstören und außerdem den Ionenstrahl unkal kulierbar beeinflussen.

Da die Stromquelle zum Betrieb des Strahlgenerators primär nur einen Elektronenstrom liefern kann, der sich in einer Schleife über den Generator schließen muß, treten im Generator zwangs läufig auch Elektronenströme auf, die zur Sicherstellung des kontinuierlichen Stromdurchsatzes unentbehrlich sind. Diese Elektronen dürfen jedoch nirgend als freie Elektronen in dem Generatorraum auftreten, d. h. sie müssen als Leitungsströme durch den Generator geführt werden. Diese für den Langzeitbe trieb fundamentale Forderung ist bei keiner der bekannten Di odentypen erfüllt.

Die direkte Messung des erzeugten freien Ionenstroms wird durch die Elektronen im neutralisierten Strom gestört. Bei dieser für intensive Ströme erforderlichen Strahlstruktur ver sagen die bekannten Methoden der Strombestimmung durch Messung der Ladung, die auf ein Target, auf Drähte oder Faraday-Becher auftrifft, da die Ladung hier integral nicht aber im Elementa rakt gemessen wird. Auch die Strombestimmung auf induktivem Wege, z. B. mit Rogowski-Spulen, würde zu völlig falschen Er gebnissen führen. Auch die an sich schon nicht genaue Methode der Spurenanalyse mit Hilfe von strahlsensiblen Meßfolien, mit der mikroskopische Elementarreaktionen erfaßt werden können, ist im direkten Primärstrahl nicht anwendbar, da bei den hier technologisch bedingten hohen Stromstärken die Folien sofort zerstört würden. Die Strahlstromstärke soll daher über innerhalb des Strahlgenerators eindeutig meßbare Leitungsströme bestimmt werden.

Diese Aufgabenstellung für einen selbstfokussierenden Strahlgenerator für Langzeitbetrieb wird erfindungsgemäß durch die im kennzeichnenden Teil des Anspruches 1 angegebenen Merk male gelöst.

Die übrigen Ansprüche geben vorteilhafte Weiterbildungen und Ausführungsformen der Erfindung, insbesondere auch für ein Strahlerzeugungs- und Strahlführungssystem zur Durchführung des Verfahrens an.

Die Erfindung wird anhand von Ausführungsbeispielen näher erläutert.

Es zeigen

Fig. 1 einen Radialschnitt durch die Autofokus-Ionendiode mit der Markierung der einzelnen Stromkomponenten und der Strahlführungsfelder,

Fig. 2 ein Stromlaufbild der Steuerkreise in der Autofokus- Ionendiode,

Fig. 3 eine justierbare Kathode der Autofokus-Ionendiode,

Fig. 4 die Herleitung der Teilchenbahn,

Fig. 5 die magnetischen Strahlführungsfelder im Beschleu nigungsspalt,

Fig. 6 das Profil des selbstfokussierten, nach Verlassen der Diode neutralisierten Strahls,

Fig. 7 die Strahlformung durch das Zusammenspiel: geometri sche Divergenz mit selbstmagnetischer Konvergenz,

Fig. 8 die Separation des Elektronenstroms aus dem neutra lisierten Strahl durch Abbremsung der Ionen,

Fig. 9 das System zur Erzeugung von Röntgen-Bremsstrahlung;

Fig. 10 die Fokussierung des Ionenstroms mit Elektroden- Triplett und

Fig. 11 die Dreielektrodenlinse zur Fokussierung des Ionen stroms.

In Fig. 1 ist ein Radialschnitt der Autofokus-Diode in ihrer Positionierung am Ende der Koaxial-Ausgangsleitung eines Im puls-Stromversorgungsgeräts dargestellt. Der über den Außen leiter 1 zugeführte Elektronenstrom I⁻ fließt zur Kathode 2 und spaltet sich hier in die beiden Komponenten: Magnetisie rungsstrom I _M⁻ und Neutralisationsstrom I _n⁻, deren Bedeutung noch erklärt wird. Die Kathode 2 ist eine Lamellenkathode mit Emissionsringen 24 gemäß Fig. 3. Die mit dem Innenleiter 3 verbundene Anode 4 ist gegenüber der Kathode 2 stark positiv vorgespannt. Durch die hohe Feldstärke im Spalt (ca. 50 MV/m) entsteht an der mit Plastik-Material hohen Wasserstoffgehalts belegten organischen Oberfläche 5 der Anode ein Plasma, aus dem die Protonen eliminiert und im Spalt beschleunigt werden, während die bei der Plasmabildung durch Ionisation freiwer denden Elektronen als Elektronenstrom I _i⁻ zum positiven Innen leiter 3 abfließen. Der Protonenstrom I⁺ durchdringt die Lamellenkathode 2 (vergl. Fig. 3) und erzeugt hier an den ne gativen Lamellen ein hohes Raumladungspotential mit starken Spitzenfeldern an den Lamellenkanten, die zur Feldemission von Elektronen führen. Die hier freigesetzten Elektronen neutrali sieren den Protonenstrom I⁺ noch in der Kathodenebene und driften zusammen mit diesem als neutralisierter Gesamtstrom I⁺/⁻=I⁺+I _n⁻ in den Außenraum. In ihrer Gesamtheit liefern die feldemittierten Elektronen den Neutralisationsstrom I _n⁻, der bei vollständiger Neutralisation gleich dem Protonenstrom I⁺ sein muß.

Im Innenbereich der Kathode 2 wird ein negativer Teilstrom I _M⁻ mit Hilfe eines Widerstandszylinders 6 abgezweigt, über den Kontaktring 7 auf das Innenrohr 8 übertragen und zur Anode 4 geführt. Von hier fließt er zusammen mit dem Ionisationsstrom I _i⁻ über den Widerstandszylinder 9 und den Kontaktring 10 zum Innenleiter 3 zurück. Die Kontaktringe 7 und 10 sind mit Hilfe der von der Schaltstelle gesteuerten Schrittmotore 11 und 12 verschiebbar.

Die Stromaufteilung ist in Fig. 2 noch einmal prinzipiell dargestellt. Das Potentiometer 13 entspricht in seiner Funk tion dem Regelglied 6, 7, 8, 11 und das Potentiometer 14 dem Regelglied 9, 10, 12 der Fig. 1. Wie der Fig. 2 sofort zu ent nehmen ist, regelt das Potentiometer 14 den Protonenstrom I⁺ und den Elektronenstrom I _M⁻ gemeinsam, während des Potentiome ter 13 den abgezweigten Strom I _M⁻ nahezu unabhängig von I⁺ steuert. Aus Gründen der Ladungserhaltung muß gelten: Der ne gative Neutralisationsstrom I _n⁻ ist dem Betrag nach gleich dem positiven Protonenstrom I, der wiederum betragsmäßig dem nega tiven Ionisationsstrom I _i⁻ entsprechen muß, also

I _n⁺=-I⁺=I _i⁻

Dies bedeutet, daß sich der Anteil I _n⁻ des vom Impulsgenerator gelieferten Gesamtstroms I⁻ über den Protonenstrom I⁺ im Gap schließt und als Elektronenstrom I _i⁻ zum Generator zurück fließt. Zusammen mit dem anderen Anteil I _M⁻, der die Diode als reiner Leitungsstrom durchfließt, ergibt sich wieder der Ge samtstrom I⁻ im Innenleiter 3, womit die Stromkontinuität über das Gesamtsystem erfüllt ist.

Diese geschilderte Stromverteilung und die mit den Potentiome tern 13 und 14 (Fig. 2) einstellbaren Teilströme sind erfin dungsgemäß so konzipiert, daß im Kathoden/Anoden-Spalt azimu tale Magnetfelder erzeugt werden, die den Teilchenstrahl I _B in der gewünschten Weise führen, die also das Strahlprofil, den Strahlwinkel, die Fokuslänge und die Emittanz (Strahlqualität) festlegen. Die im Spalt 2/4 noch nicht neutralisierten Proto nen werden beeinflußt:

1. vom elektrischen Feld E _z, das die Energie bestimmt,
2. vom azimutalen Magnetfeld B _R (I _M⁻), das der durch die Innen rohre 6/8 fließende Elektronenstrom I _M⁻ erzeugt,
3. vom azimutalen Magnetfeld B _R (I⁺), das der Protonenstrom I⁺ selbst erzeugt.
4. von der Dauer der Beeinflussung durch diese Magnetfelder, d. h. von der Laufzeit durch den Spalt, bei gegebener Beschleunigungsspannung also von der Spaltlänge.

Die Spaltlänge, der Kathoden-Anoden-Abstand G, ist erfindungs gemäß im laufenden Betrieb einstellbar. Ein hierfür geeigneter Mechanismus als Beispiel für eine Kathodenverstellung in z- Richtung ist in Fig. 1 dargestellt: Der Stellring 15 ist um die z-Achse drehbar in einer Nut des Kathodenführungsrohres 16 eingepaßt. Am Stellring 15 sind kurze, radiale Stifte 17 ange bracht, die in schräg gestellte Nuten 18 des Außenleiters 1 eingreifen, wie auch aus der Teilzeichnung "Schnitt A-B" er sichtlich ist. Da die Nutführung eine z-Komponente enthält, bewirkt die Drehung des Stellrings 15 um die z-Achse eine Ver schiebung des Führungsrohres 16 und der von ihm getragenen Ka thode 2 in z-Richtung. Der Antrieb für diese Drehbewegung er folgt durch einen Schrittmotor 19, der über ein Ritzel 20 in eine periphäre Verzahnung 21 am Stellring 15 eingreift. Siehe Teilzeichnung "Antrieb für Kathoden-Verstellung" und Fig. 3.

Wie in einer noch folgenden Rechnung gezeigt werden wird, läßt sich mit dem auf diese Weise eingestellten K/A-Abstand G die Brennweite des Systems bestimmen.

Für das azimutale vom Elektronenstrom erregte Magnetfelder im Spalt gilt im Gebiet außerhalb des zentralen Leitungsstroms I _M⁻ nach dem Durchflutungsgesetz:

H(I _M ^-) = I _M ^-/2 R π (1)

Das vom freien Ionenstrom I⁺ erzeugte Magnetfeld H(I⁺) erhält man unter der Annahme homogener Quelldichte i⁺ über der An odenfläche aus der 1. Maxwellgleichung für einen beliebigen Radius R im Spaltvolumen, R _iRR _a:

H(I⁺) = (i⁺/2) ((R²-R _i²)/R) (2)

Führt man den Gesamtionenstrom I⁺ ein, der aus der Messung be stimmt werden kann, so beträgt die resultierende magnetische Induktion im Spalt:

Die Ströme I⁺ und I _M⁻ sind bei gegebenem Durchmesserverhältnis R ₁/R _a nun so zu wählen, daß B _R mit dem für die gewünschten Strahleigenschaften erforderlichen magnetischen Sollfelder B _R übereinstimmt. Dieses für die geometrisch einfachste, planare Diode benötigte Führungsfeld soll nun anhand der Fig. 4 ermit telt werden: Gegeben sei die Beschleunigungsspannung U _D und die Spaltlänge G. Dann beträgt die Geschwindigkeit v _z für ein bei A startendes Ion:

v _z = b _E · t

Vom Azimutalfeld B _R wird das Ion radial nach innen abgelenkt mit der Geschwindigkeit

Damit wird das azimutale Sollfeld B _R:

Gleichung (3) gibt an, welches Magnetfeld B _R mit den Strömen I⁺ und I _M⁻ bei gegebenen Diodenabmessungen R _i und R _a am Radius R entsteht. Gleichung (5) legt fest, welches Sollfeld B _R _S bei den gegebenen Betriebsdaten und der gewünschten Fokuslänge Z _F am Radius R benötigt wird. Die Aufgabe lautet nun, das Strom verhältnis I⁺/I _M⁻ so zu wählen und die Stromwerte so einzu stellen, daß auf der gesamten Strahlfläche die von I⁺/I _M⁻ er zeugten Magnetfelder mit dem Sollfeld übereinstimmen, daß also radiusinvariant gilt

B _R (I⁺/I _M ^-) = B _R _S (6)

Mit Gleichung (3), (5) und (6) ergibt sich der Ansatz:

Z _F = Fokuslänge,
R = Radius des Quellpunktes auf der Anode,
m = Masse des Ions,
U _D = Beschl. Spannung am Spalt,
G = Kathoden-Anodenabstand (Spaltlänge),
R _i/R _a → Innen-/Außendurchmesser der Anode,
I⁺ = gesamter Ionenstrom,
I _M ^- = Elektronen-Leitungsstrom.

Das Stromverhältnis wird konstant gesetzt, eine Forderung, die sich ohnehin aus der Betriebspraxis ergibt. Man erhält für den Ionenstrom I⁺ eine Beziehung, die für jeden Radius die Übereinstimmung der Felder gemäß (6) erfüllt:

Damit hat man den Absolutwert von I⁺. Der Absolutwert von I _M ^- ergibt sich aus:

und damit für I⁺ die vollständige Gleichung

Damit läßt sich der Ionenstrom bei gegebener Geometrie und dem gewünschten Fokus berechnen.

Der Verlauf der magnetischen Teilfelder B _R (I⁺) und B _R (I _M ^-) und das effektive Summenfeld Σ B _R ist in Fig. 5 für ein Beispiel mit den folgenden Daten wiedergegeben:

R _a = 18 cm, R _i = 6 cm, G = 2 cm, Z _F = 0,5 cm, U _D = 10⁶ V

Aus den vorstehend hergeleiteten Beziehungen ergeben sich

I⁺ = 1,04 · 10⁶ A
λ = I⁺/I _n ^- = 8
I _M ^- = I⁺/λ = 1,30 · 10⁵ A

Der radiale Verlauf von B _R (R) ergibt sich aus der Gleichung (5) und übereinstimmend aus Gleichung (3) mit den berechneten Werten von I⁺ und I _M⁻. Die Grenzwerte von B _R am Innen- und Außenradius sind

B _R (R _i) = 0,434 Tesla; B _R (R _a) = 1,3 Tesla.

Zwischen diesen Grenzwerten verläuft das Summenfeld linear mit R, wie es für das Sollfeld gemäß (5) zu fordern ist.

Die Spaltlänge G ist für das von den Strömen I⁺ und I _M⁻ er zeugte Magnetfeld ohne Einfluß, wie dies auch Gleichung (3) belegt. Bei dem magnetischen Sollfeld bleibt der mit R lineare Verlauf bei Änderung von G erhalten. Der Wert von G beeinflußt lediglich die Steilheit der Magnetisierungskurve (Fig. 5). Bei Konstanz des Produktes Z _F × G in Gleichung (5) ist bei gegebenen Betriebsdaten die Fokussierung sichergestellt. Die Ströme I⁺ und I _M⁻ ändern sich hierbei nicht, was die Gleichung (9) und 10) belegen. Hieraus folgt, daß man durch Verkürzen der Spalt länge G und entsprechende Reduzierung der Spaltspannung U _D die Strahlleistung und damit auch den Leistungsbedarf der Strom versorgungs-Einrichtung verkleinern kann. Für die Ladungsträ ger-Emission auf der Anode ist die elektrische Feldstärke

E _Z = U _D/G

maßgebend und die bleibt mit dem Quotienten U _D/G voraussetzungsgemäß konstant. Die Teilchenenergie

W = G · E _Z · e = U _D · e

kann indessen mit G bei hoher Strahlstromdichte beliebig klein gehalten werden, was für manche Anwendungsgebiete, z. B. für die Dünnschichttechnologie und für lithographische Verfahren von großer Bedeutung sein kann.

Ausgegangen wird also zusammenfassend von einem Strahlgenera tor vom Diodentyp mit der denkbar einfachsten, klar überschau baren Geometrie, nämlich mit einem ebenen, planparallelen Ka thoden-Anodensystem, gemäß Fig. 1. Die Ströme für die das Strahlprofil und die Fokuslänge bestimmenden Magnetfelder wer den erfindungsgemäß direkt gemessen, und zwar der Gesamtelek tronenstrom I⁻ mit der Rogowski-Spule 22 und der Magnetisie rungsstrom I _M⁻ mit der Rogowski-Spule 23.

Zur Ermittlung und Justierung des Ionenstromes I⁺ und des für die Fokussierung maßgebenden Stromverhältnisse λ=I⁺/I _M⁻ be dient man sich der bereits diskutierten einfachen Beziehung für die Beträge der Ströme:

Bei dem der Fig. 5 zugrundeliegenden Beispiele mit R _a=18 cm und R _i=6 cm ergibt sich der Sollwert 9 für das Verhältnis der direkt meßbaren Ströme I _M⁻ und I⁻. Weicht der tatsächlich gemessene Wert hiervon ab, dann kann mit dem Pot. 13 der Fig. 2 (Regelglied 6, 7, 8, 11, Fig. 1) das Stromverhältnis auf den Sollwert - im vorliegenden Beispiel 9 - nachgeregelt werden.

Der tatsächlich vorliegende Ionenstrom ergibt sich mit den gemessenen I⁻ und I _M⁻ nach (20) zu

I⁺ = I ^--I _M ^-

Bei einer Abweichung von dem durch Gleichung (10) definierten Sollwert kann I⁺ nun mit dem Pot. 14 der Fig. 2 (Regelglied 9, 10, 12, Fig. 1) auf den Sollwert (10) nachgeregelt werden. Es besteht aber auch die Möglichkeit, die Diode mit einem techno logisch optimalen mit der Strahlführung jedoch zunächst nicht verträglichen Strom zu justieren. Die aus der gewünschten Fo kuslänge Z _F resultierende Forderung an das magnetische Füh rungsfeld kann dann mit einer Einstellung der Spaltlänge G er füllt werden. Dies wird klar bei Betrachtung der Gleichungen (3) und (5). Das aus Gleichung (3) mit dem technologisch geforderten Soll-Ionenstrom I⁺ erhaltene Magnetfeld B _R wird in die nach G aufgelöst Gleichung (5) eingesetzt,

und die mit der gewünschten Fokuslänge Z _F sich ergebende Spaltbreite G kann nun erfindungsgemäß an der Diode mit dem Schrittmotor 19 und zugehörigem Antrieb 20, 21 (Fig. 1 und 3) eingestellt werden. Das erfindungsgemäß einmal eingestellte Stromverhältnis I⁺/I _M⁻ wird bei dieser Spaltregulierung nicht gestört, da gemäß Gleichung (9) nur vom Anodenradius ab hängt und somit invariant gegenüber den Werten G, U _D, I⁺ und B _R ist.

Für das Radiusverhältnis (R _a/R _i)=C und das Stromverhältnis (I⁺/I _M⁻)=λ gilt folgender einfacher Zusammenhang

Die Auslegung einer einfachen planparallelen Diode mit gängi gen geometrischen Werten kann man nun in bequemer Weise der folgenden aus Gleichung (12) erhaltenen Tabelle entnehmen:

Gleichung (12) gilt natürlich auch für beliebig gebrochene Werte von R _a, R _i und C.

Von der Kathode startende vom elektrischen Feld E _Z in Richtung Anode beschleunigte Elektronen werden im zunächst als stromlos angenommenen Spalt vom azimutalen Magnetfeld B _R nach wenigen Millimetern in radialer Richtung nach innen abgelenkt und am direkten Durchlauf zur Anode gehindert (Fig. 1). Dieser Effekt der Elektronenisolation durch das Magnetfeld wird unterstützt durch die vom Ionenstrom ausgehenden Raumladungskräfte. Erfin dungsgemäß werden die aus den Kathodenringen 24 in Fig. 3 aus tretenden Elektronen sofort von dem zur magnetischen Kraft richtung parallelen elektrischen Raumladungsfeld erfaßt und in den Ionenstrom hineingespült und von diesem weggeschwemmt, was zur Ladungsneutralisation des Ionenstroms führt. Durch dieses Zusammenwirken des azimutalen Magnetfeldes mit dem elektri schen positiven Raumladungsfeld des Ionenstroms werden die Elektronen am Eindringen in den Kathoden-Anodenraum gehindert.

Die bei bekannten Diodentypen (sog. B _R-Diode, Pinch-Reflex-Di ode u. a.) aus anderen Strukturbereichen austretenden, den Stromkreis durch die Diode schließenden, freien Elektronen werden erfindungsgemäß dadurch unterdrückt, daß der Elektro nenstrom durch die Diode als gebundener Leitungsstrom geführt wird. Die unkontrollierte Expansion freier Elektronen durch die eigenen abstoßenden Raumladungskräfte wird dadurch verhin dert. Diese Stromaufblähung ist sehr schädlich, da Struktur teile der Diode von energiereichen Elektronen getroffen und nach kurzer Zeit zerstört werden. Dies ist einer der Gründe, weshalb einige bekannte Diodentypen nur einen einzigen Schuß überleben.

Der Strahlverlauf einer Diode ohne äußere Strahlführungsele mente ist in Fig. 6 maßstäblich dargestellt mit den Elektro den-Abmessungen R _i=6 cm, R _a=18 cm und den Betriebsdaten des durchgerechneten Beispiels, die dem in Fig. 5 gezeigten Feldverlauf zugrunde liegen. Der Bereich der Fokussierung ist erfindungsgemäß konzentriert und scharf begrenzt im klar defi nierten Anoden/Kathoden-Spalt. In der Lamellenring-Kathode er folgt die Neutralisierung des Protonenstrahls I⁺, der als la dungskompensierter Strahl I _n⁺/⁻ die Diode verläßt. Da die bei den Anteile Protonenstrahl I⁺ und Elektronenstrahl I _n⁻ (vergl. Fig. 1) entgegengesetzte azimutale Magnetfelder erzeugen, ver schwindet auch das resultierende Magnetfeld, so daß der in der Diode geformte Strahl im elektrisch und magnetisch feldfreien Driftraum geometrisch erhalten bleibt. Ohne Ladungskompensa tion würde sich der Ionenstrahl explosionsartig aufblähen.

Zwischen den Kathodenlamellen und den positiven Ladungen eines 500 KA-Ionenstrahls treten Feldstärken in der Größenordnung von MV/cm auf, die die ladungskompensierende Feldemission von Elektronen auslösen. Dieser Mechanismus wird von der experi mentell festgestellten Strahlneutralisation und Strahlerhal tung bestätigt.

Die in Fig. 6 im Brennpunkt Z _F zusammenlaufenden Strahlen kann man als Radiusstrahlen betrachten, die orthogonal von einer virtuellen Kugelfläche ausgehen. Bei der in Fig. 7 geometrisch vorgegebenen entgegengesetzten kugelförmigen Krümmung des An oden/Kathoden-Spalts wird der geometrisch bedingte Diver genzwinkel des Strahls vom azimutalen Magnetfeld gerade kom pensiert, wenn die Betriebsdaten mit denen der Fig. 6 überein stimmen. Durch diese Kombination von Geometrie und Magnet feldern läßt sich ein für den Transport über große Entfernun gen geeigneter Parallelstrahl formen. Durch Variation der Be triebsdaten und/oder der Krümmung des Spalt-Systems kann der Strahlwinkel im weiten Bereich zwischen kurzer Fokuslänge Z _F und starker Divergenz eingestellt werden.

Auf Fig. 8 wird eine Elektroden-Anordnung gezeigt, mit der sich die neutralisierenden mit den Ionen driftenden Elektronen zu einem separaten Elektronenstrom abtrennen lassen. Diese La dungstrennung arbeitet in der vorliegenden beispielhaften An ordnung folgendermaßen:

Mit einer Diode mit gekrümmten Spalt gemäß Fig. 7 wird ein neutralisierter Parallelstrahl I _n⁺/⁻=I⁺+I⁻ erzeugt. Bei gleicher Driftgeschwindigkeit ist die Elektronenenergie W ^- um das Massenverhältnis m⁻/m⁺ kleiner als die Ionenenergie, also

Bei 1 MeV-Protonen und m ^-/m⁺ = 1/1837 beträgt die Elektronenenergie somit nur 544 eV.

An den Elektroden 24 und 25, die wie die Lamellenkathode der Diode ausgebildet sind, liegt die Spannung U. Wird nun in der Diode in Abstimmung mit dem speisenden Generator die Anode mit Masse verbunden, dann ist die Strecke Kathode 2/Elektrode 24 in der dargestellten Polung feldfrei, wenn an den Elektroden 24/25 die gleiche Spannung wie an der Diode anliegt. Im Spalt 24/25 werden die Ionen gestoppt (Kraft K(+)) und die Elektro nen beschleunigt (Kraft K(-)). Solange sich die Ionen noch in gleicher Richtung bewegen, bleibt der Gesamtstrom I⁺/⁻ stromneutralisiert und er verhält sich damit magnetisch neu tral. Die Elektronen werden somit im Spalt 24/25 nicht wie im Anoden/Kathoden-Spalt der Diode isoliert. Wird die Spannung im Spalt 24/25 etwas niedriger gehalten als im Be schleunigungsspalt 4/2, dann können die Ionen das Bremsfeld 24/25 überwinden und mit geringer Energie zusammen mit den beschleunigten Elektronen weiter driften. Da die Stromstärken beider Teilströme aus Kontinuitätsgründen konstant und gleich bleiben müssen, bleibt der Gesamtstrom auch nach Verlassen des Spalts 24/25 stromneutralisiert. In diesem Fall muß die Elek trode 25 um die Differenzspannung Δ U=U (4/2)-U (24/25) gegen über Masse angehoben werden, um die Strecke 2/24 feldfrei zu halten.

Die beschriebene Situation des Elektronenstroms I⁻ ist analog durchführbar, wenn die Kathode 2 und die Elektrode 24 mit Masse verbunden (⟂) und die Anode 4 und die Elektrode 25 "hoch" gelegt werden. Dann kann man das - nicht eingezeichnete - Elektronentarget positiv vorspannen, um die äußere Drift strecke feldfrei zu halten.

Falls ein reiner Elektronenstrom gefordert wird, kann durch Erhöhung der Spaltspannung der Ionenstrom vollständig gestoppt werden. Eine weitere Möglichkeit, den Elektronenstrom von den Ionen zu befreien, ist eine Fig. 8 nicht eingezeichnete Brems folie, die an geeigneter Stelle in den Spalt eingesetzt wird. Wegen der gegenüber Elektronen wesentlich geringeren Reich weite der Protonen, kann die Bremsfolie entsprechend dünn ge halten werden, so daß sie für die Elektronen praktisch kein Hindernis darstellt.

In der vorstehenden Beschreibung wurde von einem Parallel strahl als Primärstrahl ausgegangen. Im Prinzip ist dieses Elektronen-Trennverfahren für jede der Aufgabenstellung ange paßte Strahlgeometrie anwendbar. In der Ausführung nach Fig. 8 ist der Strahlungskonverter eine großflächige "Elektronendu sche".

Die Anordnung auf Fig. 9 enthält einen Wandler zur Erzeugung eines großflächigen Röntgenstrahls. Zunächst wird der Elektro nenstrahl nach dem mit Fig. 8 beschriebenen Verfahren abge trennt. Anstelle der Lamellenelektrode 25 wird jedoch erfin dungsgemäß eine als "Antikathode" dienende Prallplatte 26 aus geeignetem Material, z. B. Wolfram, eingesetzt, an der die mit hoher Energie auftreffenden Elektronen Bremsstrahlung mit dem bekannten, breiten Energiespektrum erzeugen, dessen Maximal energie der primären Elektronenenergie entspricht. Dieser breite, den primären Strahlquerschnitt ausfüllende Röntgen strahl kann nun z. B. für die Oberflächentechnologie und Röntgenlithographie genutzt werden. So können hinter der als Röntgenquelle operierenden Antikathode 26 Strahlmasken einge bracht werden, die auf dem nachfolgenden Bestrahlungsobjekt nach dem jeweils vorgegebenen Muster Teile der Objektfläche abdecken. In Verbindung mit einem speziellen, chemischen Ätz verfahren lassen sich auf diese Weise Oberflächenstrukturen als Träger verschiedener Halbleiter- und Metallschichten her stellen, ein Verfahren, das in der Technologie zur Herstellung von elektronischen Bauelementen wie Leiterplatten, IC′s-Chips etc. große Bedeutung hat.

Wenn parallele Röntgenstrahlen oder Strahlen mit vorgegebenen Winkeln zur Hauptsache benötigt werden, lassen sich mit auf Abstand gesetzte Kollimatorplatten definierte Partialstrahlen ausblenden, deren Schärfe durch das Verhältnis der Blendenöff nungen zum Plattenabstand bestimmt werden kann. Bei besonders hohen Ansprüchen kann man sich durch eine, ggf. mehrere Zwi schenplatten oder durch in Achsenrichtung verlaufende Verbin dungskanäle gegen Überlappung der Partialstrahlen, also gegen "Ordnungsfehler", schützen. Solche Verbindungskanäle sind bei spielsweise durch Mikrowabenstrukturen in Achsenrichtung eines langgestreckten Kollimators darstellbar. Durch Vorgabe der Spannung U am Spalt 24/26 ist die Energie der Röntgenstrahlung in Anpassung an das Bestrahlungsobjekt einstellbar. In Fig. 9 ist das Bestrahlungsobjekt mit der vom Röntgenstrahl beauf schlagten Platte 27 prinzipiell symbolisiert. Die Neu tralisation und Isolation im Spalt 24/26 verläuft in gleicher Weise wie bei Fig. 8 beschrieben. Das Gleiche gilt für die Austauschbarkeit des Massenanschlusses ⟂/(⟂).

Das mit den erfindungsgemäß nachbeschleunigten Neutralisati ons-Elektronen erzeugte Röntgenspektrum beginnt praktisch bei Null und liefert als Maximalwert die Energie, die die Elektro nen nach Durchlauf des Spaltes 24/26 gewonnen haben. Die ge wünschte Röntgenenergie läßt sich somit mit der Spaltspannung im Bereich von ultraweicher (eV-Bereich) bis zur sehr harten Röntgenstrahlung (MeV-Bereich) einstellen.

Falls gemäß Aufgabenstellung monoenergetische Röntgenstrahlen benötigt werden, dann ist diese Forderung durch Wahl eines ge eigneten Materials als Antikathode erfüllbar. Bei der Verwen dung von Wolfram beispielsweise wird die kontinuierliche Strahlung durch zwei intensive Linien von 59 und 67 KeV über lagert, nämlich der charakteristischen Strahlung des K _α- und K _β-Überganges. Aus der Vielfalt der bekannten Röntgenspektren dürfte für alle praktischen Anwendungsfälle die geeignete cha rakteristische Röntgenstrahlung zur Verfügung stehen.

Bei der Anordnung auf Fig. 10 wird der Strahlungswandler nach Fig. 9 zu einer Elektronenpendeldusche erweitert, die erfin dungsgemäß nach folgendem Prinzip arbeitet:

Der im vorliegenden Beispiel als Parallelstrahl gewählte, intensive neutralisierte Strahl I _n⁺/⁻ wird wie bei den Anord nungen nach Fig. 8 und 9 zunächst in einem Bremsfeld zwischen den Lamellenelektroden 31 und 32 in die Elektronen und positi ven Ionen aufgespaltet. Die beschleunigten Elektronen werden im nachfolgenden umgekehrt gepolten Feld im Spalt 32/33 wieder abgebremst und nach ihrer Umkehr in entgegengesetzter Richtung beschleunigt. Sie werden also reflektiert. Nach Rückkehr in den Spalt 31/32 läuft der gleiche Reflexionsvorgang ab und so fort. Die Elektronen führen somit in diesem Triplett 31/32/33 eine hochfrequente Pendelbewegung aus. Bei Spaltlängen von 1 cm, und einer Spaltspannung von 1 MV beträgt die Pendelfre quenz ca. 5 GHz.

In diese pendelnde Elektronendusche wird nun eine dünne, als Antikathode operierende Scheibe 34 eingebracht. Je nach ihrer Dicke wird diese Antikathodenscheibe mehrfach von den Elektro nen durchdrungen, wobei bei jedem Durchlauf Bremsstrahlung mit der materialbedingten charakteristischen Röntgenstrahlung er zeugt wird. Die pendelnden Elektronen werden auf diese Weise gebremst, bis ihre Energie aufgebraucht ist. Die mittlere En ergie des Röntgenspektrums kann mit der Position der Antika thode im Spalt und dem mit R ₃₅ einstellbaren Potential in An passung an die Aufgabenstellung gewählt werden.

Die Frequenz der charakteristischen Strahlung indessen ist von der Position der Antikathode 34 unabhängig. Erst wenn die Elektronenenergie die Energie einer charakteristischen Linie unterschreitet erlischt diese Linie: Durch Einsetzen sehr dün ner Antikathoden ist die Rate der Eigenabsorption der Röntgen strahlung im Target äußerst gering. Sekundärreaktionen wie Photoeffekt, Comptoneffekt und Paarbildung entfallen nahezu, so daß die Röntgenstrahlung praktisch ungestreut in die theo retisch bestimmbare Richtung austreten kann. Dadurch wird ein wesentlich höherer Wirkungsgrad diese Pendel-Strahlungswand lers gegenüber denjenigen bekannter Röntgenquellen erreicht.

Gegenüber den mit hoher Frequenz pendelnden, leichten Elektro nen treten die einige tausendmal schweren Ionen zwischen den Elektroden nahezu "auf der Stelle". Sie bleiben nach der Ab bremsung im Spalt 31/32 bereits im ersten Anlauf in der Anti kathode 34 stecken und rekombinieren hier mit den ausgependel ten Elektronen. Das resultierende Magnetfeld der inkohärent pendelnden Elektronen ist Null. Damit entfallen die Vorausset zungen für eine Elektronen-Isolation, die die Elektronenbewe gung stören würde.

Zur Fokussierung eines neutralisierten Ionenstrahls dient ein Elektroden-Triplett, wie es in Fig. 11 für ein Beispiel mit primärem Parallelstrahl dargestellt ist. Das elektrische Feld im Spalt zwischen den Lamellenelektroden 28 und 29 separiert die niederenergetischen Neutralisations-Elektronen von den Io nen. Die Elektronen werden durch die Kraft K(-) gestoppt und die Ionen durch K(+) beschleunigt. Der jetzt nicht mehr neu tralisierte Strahl ist magnetisch aktiv und durch das strahleigene azimutale Magnetfeld B _R wird der Strahl fokus siert, wie dies auch in der Diode selbst geschieht. In der La mellen-Elektrode 29 wird der Strahl wieder neutralisiert, ebenfalls nach dem Verlauf der Kathoden-Neutralisation in der Diode, der mit Fig. 1 beschrieben wurde.

Im nachfolgenden Spalt 29/30 ist der Strahl I⁺/⁻ wieder neutralisiert und damit magnetisch inaktiv und er bleibt geo metrisch konserviert. Dies gilt auch für die folgende Drift strecke des fokussierten Strahls. Zur Erzielung einer speziel len, gewünschten Strahlgeometrie kann die magnetische Strahl formung im Spalt 28/29 erfindungsgemäß durch eine geeignete geometrische Form des Spalts 28/29 beeinflußt werden. Vergl. Fig. 7. Die Driftstrecken vor und hinter dem Fokussierungstri plett sind feldfrei, wenn wie im Ausführungsbeispiel auf Fig. 11 die Außenelektroden 28 und 30 mit Masse verbunden sind.

In Analogie zur Funktion einer "Sammellinse" läßt sich mit dem Triplett auch ein Parallelstrahl formen, wenn es im divergen ten Strahl hinter einer Strahltaille eingesetzt wird. Grund sätzlich läßt sich in Verbindung mit geometrischen Korrekturen aus einem konvergenten, divergenten oder achsenparallelen Strahl jede gewünschte Strahlform herstellen.

Claims

1. Verfahren zur repetierbaren Erzeugung und Führung von intensiven, großflächigen Ionen-, Elektronen- und Röntgen strahlen wobei die Strahlführung mit betriebsmäßig variier baren magnetischen und elektrischen Feldern und variierba ren magnetischen Korrekturfeldern bereits im Strahlgenera tor erfolgt, dadurch gekennzeichnet, daß die Strahlführungsfelder vom Strahlstrom selbst und die Kor rekturfelder von der dem Strahlgenerator zugeordneten Stromquelle erzeugt werden.

2. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Strahlführungsfelder und die Korrekturfelder örtlich so zusammenwirken, daß sich die resultierende Führungsfeldkon figuration scharf begrenzt im Beschleunigungsbereich des Strahlgenerators aufbaut und nur hier den Strahl definiert beeinflußt.

3. Verfahren nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß das Gebiet der Strahlbeschleunigung und Strahlführung innerhalb des Strahlgenerators von freien Elektronen freigehalten wird.

4. Verfahren nach Anspruch 1 bis 3, dadurch gekennzeichnet, daß die magnetischen Korrekturfelder von in Intensität und Führung klar definierten, einstellbaren Leitungsströmen er zeugt werden.

5. Verfahren nach Anspruch 2 bis 4, dadurch gekennzeichnet, daß der Strahl unmittelbar nach Durchlauf des klar defi nierten Beschleunigungs- und Strahlführungsbereichs neutra lisiert wird und auf dem weiteren Strahlweg von Eigen feldern unbeeinflußt bleibt.

6. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 5, dadurch gekennzeich net, daß bei dem durch gezielte Einstellung des Führungs- und Korrekturfeldes fokussierten Strahl die Brennweite durch betriebsmäßige Variierbarkeit bestimmter geometri schen Parameter des Strahlgenerators frei wählbar ist.

7. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 7, dadurch gekennzeich net, daß bei fest eingestellten geometrischen Parametern die Brennweite durch Einstellung der Führungs- und Korrek turfelder frei wählbar ist.

8. Verfahren nach Ansprüchen 1 bis 7, dadurch gekennzeichnet, daß durch das Zusammenwirken der einstellbaren Führungs- und Korrekturfelder mit der Formgebung des Beschleunigungs bereichs des Strahlgenerators die Strahleigenschaften in nerhalb der Grenzen von starker Konvergenz bis starker Di vergenz mit dem Spezialfall Parallelstrahl frei wählbar sind.

9. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 8, dadurch gekennzeich net, daß die Intensität des erzeugten Strahls geladener Teilchen über eindeutig meßbare Leitungsströme ermittelt wird, unabhängig vom Neutralisationsgrad und frei von Stö rungseinflüssen durch geladene Teilchen anderer als der zu messenden Polarität.

10. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 9, dadurch gekenn zeichnet, daß die Kathode (2) der Diode mit Emissionsringen (24) versehen ist, aus denen die Elektronen unter der Ein wirkung des azimutalen Magnetfeldes B _R ungehindert in ra diale Richtung zum Zentrum der Diode austreten.

11. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 10, dadurch gekennzeichnet, daß die radial abgelenkten Elektronen von den in gleicher Richtung wirkenden elektrischen Raumla dungskräften des durch die Kathode (2) laufenden Ionen stroms I⁺ sofort erfaßt und zur Stromneutralisation in den Ionenstrom I⁺ hineingespült und somit am Eindringen in den Kathoden-Anodenraum (2/4) und am Aufbau einer die Dioden geometrie ändernden virtuellen Kathode gehindert werden.

12. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 11, dadurch gekennzeichnet, daß die Einstellung des magnetischen Kor rekturfeldes über einen vom Diodenstrom I⁻ abgezweigten Magnetisierungsstrom I _n⁻ erfolgt, der als gebundener Lei tungsstrom über ohmsche, induktive, kapazitive Widerstände oder eine hieraus gebildete Kombination während des Betrie bes regelbar ist.

13. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 12, dadurch gekennzeichnet, daß die Einstellung des vom Strahlstrom I⁺ erzeugten magnetischen Hauptfeldes durch betriebsmäßige Re gelung des rückfließenden gebundenen Ionisations-Leitungs stroms I _i⁻ über ohmsche, induktive, kapazitive oder eine hieraus gebildete Kombination erfolgt.

14. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 13, dadurch gekennzeichnet, daß die Einstellung der Spaltlänge (G) durch axiale Verrückung der in einem Führungsrohr (16) befestigten Kathode (2) erfolgt, das durch einen in Schrägnuten (18) eingreifenden, um die Hauptachse (Z) dreh baren Stellring (15) während des Betriebs axial schiebbar ist.

15. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 14, dadurch gekennzeichnet, daß die Autofokus-Diode geometrisch so ge staltet ist, daß bei gegebenem Verhältnis des Außendurch messers R _a zum Innendurchmesser R _i der Elektroden mit einem festen, während des Betriebs einstellbaren Verhältnis des Ionenstroms I⁺ zum Magnetisierungsstrom I _n⁻ Ionen-Partial strahlen von jedem beliebigen Quellpunkt der Anode (5) die Strahlachse (2) im selben Punkt schneiden.

16. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 15, dadurch gekennzeichnet, daß durch das Zusammenwirken von gegebenen magnetischen Führungsfeldern mit geometrischen Merkmalen, die die Wirkung der gegebenen Felder aufheben, ein Paral lelstrahl erzeugt wird.

17. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 16, dadurch gekennzeichnet, daß durch das Zusammenwirken von gegebenen magnetischen Führungsfeldern mit geometrischen Merkmalen, die mehr oder weniger gegen die Wirkung der gegebenen Fel der gerichtet sind, Strahlgeometrien zwischen kurzer Fokus länge und starker Divergenz herstellbar sind.

18. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 17, dadurch gekennzeichnet, daß aus dem Vorrat der Neutralisationselek tronen durch Separation dieser Elektronen mit geeigneten Brems- und Beschleunigungsfeldern großflächige Elektronen ströme I⁻ mit beliebiger Strahlgeometrie erzeugt werden.

19. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 18, dadurch gekennzeichnet, daß zur Herstellung eines reinen Elektro nenstrahls I⁻ mitdriftende Ionen durch dünne Absorberschei ben gestoppt werden.

20. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 19, dadurch gekennzeichnet, daß durch Einsetzen einer Prallplatte (26) als Antikathode in den Elektronenstrahl eine großflächige Röntgenbremsstrahlung erzeugt wird.

21. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 20, dadurch gekennzeichnet, daß zur Durchführung strahlungsinduzierter Oberflächen-Technologie geeignete Packungen, zum Beispiel bestehend aus Antikathode, Strahlmaske und Bestrahlungsob jekt, in den Elektronenstrahl eingesetzt werden.

22. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 21, dadurch gekennzeichnet, daß zur Herstellung großflächiger, paralle ler Röntgenstrahlen oder Röntgenstrahlen mit bestimmten Strahlwinkeln Kollimatorplatten mit geeigneten Lochstruktu ren in den gewünschten Auflösungsvermögen entsprechenden Abständen in den Elektronenstrahl I⁻ eingesetzt werden.

23. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 22, dadurch gekennzeichnet, daß zur Vermeidung von Überlappungen und Ordnungsfeldern zwischen den ausgeblendeten Partialstrahlen Scharen dünner Verbindungskanäle, z. B. in Gestalt eines gestreckten Kollimators mit Mikrowabenstruktur, in den Elektronenstrahl I⁻ eingesetzt werden.

24. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 23, dadurch gekennzeichnet, daß die Härte des Röntgenbremsstrahlungs- Spektrums durch Einstellung der Beschleunigungsspannung am Separationsspalt (24/26) bestimmt wird.

25. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 24, dadurch gekennzeichnet, daß zur Erzeugung großflächiger charakteri stischer Röntgenstrahlung der gewünschten Frequenz Antika thoden-Scheiben geeigneten Materials in den Elektronen strahl eingesetzt werden.

26. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 25, dadurch gekennzeichnet, daß zur Erzeugung einer hochfrequenten Elektronen-Pendeldusche die nachbeschleunigten Elektronen in einem Bremsfeld reflektiert werden.

27. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 26, dadurch gekennzeichnet, daß zur Erzeugung eines großflächigen, in tensiven Röntgenstrahls eine Antikathodenscheibe (34) in die Elektronen-Pendeldusche eingesetzt wird.

28. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 27, dadurch gekennzeichnet, daß durch Einsatz sehr dünner Antikathoden scheiben Streuung und Eigenabsorbtion in der Röntgenquelle praktisch vermieden und deren Wirkungsgrad weiter verbes sert wird.

29. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 28, dadurch gekennzeichnet, daß mit einem Elektroden-Triplett (28, 29, 30) als Sammellinse in einem ersten Schritt die Elektronen des neutralisierten Strahls I _n⁺/⁻ gestoppt werden, der ex trahierte Ionenstrom I⁺ im magnetischen Eigenfeld fokus siert und in einem zweiten Schritt der Ionenstrom I⁺ wieder zu I⁺/- neutralisiert und damit geometrisch wieder konser viert wird.

30. Verfahren nach den Ansprüchen 1 bis 29, dadurch gekennzeichnet, daß durch das Zusammenwirken des magneti schen Eigenfeldes mit geometrischen Merkmalen des Elektro den-Tripletts jede gewünschte Strahlgeometrie darstellbar ist.