DE971018C

DE971018C - Elektronenoptisches System, aequivalent einem lichtoptischen Prisma

Info

Publication number: DE971018C
Application number: DEL12336A
Authority: DE
Inventors: Gustav Weissenberg
Original assignee: Ernst Leitz Wetzlar GmbH
Current assignee: Ernst Leitz Wetzlar GmbH
Priority date: 1952-05-13
Filing date: 1952-05-13
Publication date: 1959-01-08

Description

Gegenstand vorliegender Erfindung ist ein elektronenoptisches System, äquivalent einem lichtoptischen Prisma, an dem schlanke Bündel von Ladungsträgern um beliebige Winkel abgelenkt werden, das nach der Ablenkung frei von Astigmatismus ist und aus mindestens zwei elektronenoptischen Elementen besteht, die ein magnetisches Ablenkfeld mit planen, einander parallelen Begrenzungsflächen aufweisen und bei denen die Breite des Ablenkungsfeldes und seine magnetische Induktion der Bedingung

d· B = (sin X₁ — sin χ*) genügen, wobei d die

Breite des Ablenkfeldes, B die magnetische Induktion des Ablenkfeldes, m die Masse des Ladungsträgers, ν die Geschwindigkeit des Ladungsträgers, e die Ladung des Ladungsträgers, %_x der Eintrittswinkel des Hauptstrahles (Bündelachse) gegen die Normale des Ablenkfeldes, χ* der Austrittswinkel des Hauptstrahles (Bündelachse) gegen die Normale des Ablenkfeldes und X₁ — χ* = ε der Gesamtablenkungs- ao winkel ist.

Dieses elektronenoptische System kann beispielsweise in Elektronenröhren, Bildabtaströhren, Elektronenmikroskopen, Elektronenvervielfachern, Elektronenverstärkerröhren beliebiger Art bzw. Massen- und Trennspektrographen und ähnlichen Vorrichtungen Verwendung finden. Unter »Ablenkfeld« wird das Feld von permanenten Magneten, von Elektromagneten oder werden Felder von »Helmholtz «- Spulen verstanden.

Die »optischen« Forderungen, denen die erfindungsgemäßen elektronenoptischen Systeme aus magne-

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tischen Ablenkfeldern genügen, können sehr weitgehend durch folgende Begriffe beschrieben werden. Dabei sollen in folgendem unter »Strahlen« immer die Wege der Ladungsträger verstanden werden.

1. Parallele Strahlen der Ladungsträger werden im vorgegebenen Winkel abgelenkt und bleiben parallele Strahlen. Diese »optische« Forderung kann noch dahingehend erweitert werden, daß

2. schwach konvergente oder divergente Strahlenbündel so im vorgeschriebenen Winkel abgelenkt werden, daß nach Austritt aus dem Ablenkfeld die Neigungen der Strahlen erhalten bleiben, und daß

3. die konvergenten oder divergenten Strahlenbündel nach Austritt aus dem elektronenoptischen System keinen Astigmatismus zeigen.

Die Forderungen können für schlanke Bündel im Sinne der Gaußschen Dioptrik erfüllt werden. In der weiteren Ausbildung der erfindungsgemäßen elektronenoptischen Elemente und Systeme aus magnetischen Ablenkfeldern wird der Einfluß der magnetischen Streufelder durch zwei verschiedene Methoden für die eben bezeichneten Ablenkwinkel aufgehoben.

Um das vorliegende elektronenoptische System aus -magnetischen Ablenkfeldern zu erläutern, sei die Eigenschaft eines an sich bekannten einfachen Magnetfeldes mit planen, einander parallelen Begrenzungsflächen betrachtet, dessen Feldverteilung im Innern homogen ist. In Abb. 1 ist ein derartiges Feld gezeichnet, in Abb. 2 ein Schnitt senkrecht zu den jB-Vektoren, das von einem Bündel bewegter Ladungsträger durchquert wird. Um nun ein paralleles Strahlenbündel wieder in ein paralleles um einen bestimmten Winkel χ₀ abzulenken, ist, wie aus der Abb. 2 zu entnehmen ist, folgende Bedingung zu erfüllen:

wobei

.7 = ^smXo,

mv

eB

(2)

ist.

Dabei bedeutet d die Breite des Polschuhes, m die Masse des Ladungsträgers, ν die Geschwindigkeit des

+ 7

bestimmt ist.

Dabei können die Einzelsysteme alle oder zum Teil aus einem Stück gearbeitet sein bei gleicher oder verschiedener Breite der einzelnen Schenkel. Bei getrennten Einzelsystemen kann außer der Breite der Ablenkfelder auch die magnetische Induktion in allen oder in einer bestimmten Anzahl der Polschuhe verschieden gewählt werden. Für jedes einzelne der Ablenkfelder gilt das in Gleichung (3) angegebene Brechungsgesetz.

An einem weiteren Beispiel soll gezeigt werden, daß man große Ablenkungen mit zwei Polschuhkörpern Ladungsträgers, β die Ladung, B die magnetische Induktion, χ₀ den Ablenkwinkel, wobei o° < χ₀ < 90° 6s ist.

■ Ein derartiges elektronenoptisches System aus einem einzelnen magnetischen Ablenkfeld ist also bereits in der Lage, ein paralleles Bündel, das senkrecht auf das Ablenkfeld trifft, in einem Winkel χ₀ abzulenken. Beabsichtigt man natürlich, nahe an der oberen Grenze oder noch darüber hinaus abzulenken, so gibt es zwei Möglichkeiten. Die eine Möglichkeit ist in Abb.3 dargestellt, bei der das parallele Strahlenbündel unter einem Winkel χ gegen die Normale in das Ablenkfeld eintritt und mit einem Winkel χ* gegen die Normale wieder austritt. Dann gilt das allgemeine Brechungsgesetz für solche Magnetfelder

d_ r

(3)

. Die Gesamtablenkung ist dann ε = χ — χ*.

Dabei werden die Winkel wie in der geometrischen Optik gegenüber der Normalen zur Einfalls- bzw. Ausfallsebene gerechnet; das Vorzeichen richtet sich nach der mathematisch positiven oder negativen Drehrichtung.

Bei Ablenkwinkeln, die größer als 20⁰ sind, macht sich jedoch bereits der Streufeldeinfluß sehr störend bemerkbar.

Es wurde nun gefunden, daß sich elektronenoptische Systeme aus mindestens zwei der oben geschilderten Einzelsysteme mit planen, parallelen Begrenzungsflächen konstruieren lassen, mit denen man Ablenkwinkel auch über 90° hinaus erzielen kann, wobei die obengenannten Bedingungen 1 bis 3 voll eingehalten werden können. Ein solches System ist gemäß der Erfindung dadurch gekennzeichnet, daß es derart in dem Strahlengang angeordnet ist, daß der Eintrittswinkel X₁ zwischen dem Hauptstrahl (Bündelachse) und der Normalen des ersten Ablenkfeldes dem Betrage nach gleich dem Austrittswinkel χζ zwischen dem Hauptstrahl (Bündelachse) und der Normalen des zweiten Ablenkfeldes, der Winkel γ zwischen den beiden elektronenoptischen Einzelsystemen gleich dem doppelten des Austrittswinkels χ* zwischen dem Hauptstrahl (Bündelachse) und der Normalen des ersten Ablenkfeldes ist und der Weg / der Ladungsträger zwischen den beiden Einzelsystemen aus der Gleichung

COS²^f

90°

-π

erreicht, die aus Polschuhen mit planen, einander parallelen Begrenzungsflächen aufgebaut sind.

In Abb. 5 ist schematisch ein derartiges System gezeigt, wobei außer den Ablenkfeldern 1 und 2 ein elektronenoptischer Spiegel 3 verwendet wird. Es wirkt wie vier Polschuhe mit planen, einander iao parallelen Begrenzungsflächen, da jeder Polschuh zweimal durchlaufen wird. Wie aus der Zeichnung zu entnehmen ist, muß die Richtung der magnetischen Induktion in den beiden getrennten Polschuhen antiparallel sein. Ferner ist bei diesem System die magnetische Induktion in den beiden Polschuhen verschieden

gewählt. Derartige elektronenoptische Systeme aus Magnetfeldern mit planen, einander parallelen Begrenzungsflächen erfüllen immer die Forderung i. Sie lassen sich wie optische Prismen benutzen. Insbesondere ist es möglich, Abbildungen um beliebige Winkel abzulenken, wenn die Strahlen vor Eintritt in das Ablenkfeld durch elektronen- bzw. jonenoptische Maßnahmen parallel gemacht werden.
Will man eine Quelle, beispielsweise eine Elektronenquelle, abbilden oder ganz allgemein durch das elektronenoptische System eine Abbildung mittels Elektronen oder Jonen durchführen, so muß man Strahlengänge mit bestimmten Neigungen zulassen (also konvergente oder divergente Strahlenbündel).

Für schlanke Bündel innerhalb der Gaußschen Dioptrik erfüllen die erfindungsgemäßen elektronenoptischen Systeme dabei die eingangs erwähnten Forderungen 1 bis 3. Dazu sei vorbereitend die Abb. 6 erläutert. Auch hier gilt das Brechungsgesetz gemäß Formel (3).

Für einen Strahl des Bündels, der unter einem kleinen Winkel 9/ gegen den Hauptstrahl (optische Achse) des Bündels geneigt ist, gilt

— = an <px —· sin 1

(4)

wobei

Ψι = Χ + ψί (5)

3ο und ψ[ der Neigungswinkel zwischen dem betrachteten Strahl und dem Hauptstrahl vor Eintritt in das Feld,

<Pz = X* — Ψ2 (6)

und <p'₂ der Neigungswinkel zwischen dem betrachteten Strahl und dem (abgelenkten) Hauptstrahl nach Austritt aus dem Feld ist.

Für die zum Hauptstrahl geneigten Strahlen gilt die Gleichung

(7)

d. h., daß die Neigung der austretenden Strahlen gleich der der eintretenden wird, wenn der Einfallsund der Ausfallswinkel des Hauptstrahles (optische Achse) gleich sind, was jederzeit technisch durchführbar ist.

Betrachtet man einen einzelnen Polschuh mit planen, einander parallelen Begrenzungsflächen, in den ein schwach konvergentes Bündel eintritt, so wird aus der Abb. 6 klar, daß die Entfernung der virtuellen Schnittpunkte des austretenden Bündels — also der Kreuzungspunkt der nach rückwärts verlängerten austretenden Strahlen — nicht für alle azimutalen Strahlen gleich ist. Diese Forderung —· gemäß der Einleitung — wird aber bei Winkelpolschuhen erfüllt. Beabsichtigt man nämlich, ein konvergentes oder divergentes Bündel um größere Winkel abzulenken,

In Abb. 8 ist beispielsweise ein Strahlenbündel in einem Winkelpolschuh dargestellt, das die vorstehenden Bedingungen erfüllt.

als es mit einem einzelnen Polschuh technisch möglich oder sinnvoll ist — man wird ja nie einen streifenden Austritt bevorzugen —, so wird man wieder wie vorher mit mehreren Polschuhen arbeiten, wobei die Polschuhe gleiche oder verschiedene Breite haben können und die magnetische Induktion in den Polschuhen gleich oder verschieden sein kann.

Führt man die gleiche Rechnung wie die, die zur Gleichung (7) führte, für einen Winkelpolschuh durch (wobei zur Vereinfachung d und r konstant gehalten werden sollen ohne Beschränkung der allgemeinen Anwendbarkeit dieser Betrachtung), gelangt man zu der Gleichung

d. h., dann und nur dann wird φ[ = φ[, wenn das Produkt der Quotienten aus den Kosinus der Einfallsund Ausfallswinkel des Hauptstrahles gleich 1 wird. Da diese Forderung durch verschiedene Maßnahmen zu erfüllen ist, muß man auswählen, welche von diesen gleichzeitig alle drei Forderungen gemäß der Einleitung erfüllt. Man gelangt dann zu einer Bedingungsgleichung, die zu einem speziellen System führt, das nun erläutert werden soll.

Es sei hier, um den Forderungen 2 und 3 (wie eingangs erwähnt) zu genügen, ein Spezialfall untersucht und angegeben.

In Abb. 7 ist ein Winkelpolschuh gezeigt, dessen Neigungswinkel der Polschuhe mit γ bezeichnet ist. Durch die Wahl von d und r läßt sich erreichen, daß bei einem bestimmten Winkel χ₁ die in der Abb. 7 bezeichneten Winkel χ* und χ_ύ ihrem Betrage nach gleich werden. Dann tritt der beispielsweise Elektronenstrahl aus dem zweiten Polschuh mit einem Winkel χ% = —χ_Χ aus. Bei festgehaltenen d und r beträgt die Gesamtablenkung

(7b)

wobei der Winkel der Polschuhe γ gleich 12 χ* | sein muß. Es kann analytisch gezeigt werden, daß für einen vorgeschriebenen Gesamtablenkungswinkel ε und vorgegebene Größen d und r die Winkel χ_± und χ* und damit auch der Winkel γ so bestimmt werden können, daß das elektronenoptische System die Forderungen 1 bis 3 erfüllt. Als weiterer Parameter geht dabei die Weglänge/ des Hauptstrahles zwischen den beiden Ablenkfeldern in die Rechnung ein. Sie wird gerechnet in Vielfachen von r. Eine allgemeine systematische analytische Ableitung für Polschuhe mit konstantem d und ν zeigt drei Klassen mit zehn verschiedenen Verwendungsmöglichkeiten von Polschuhen, wobei nur die in Abb. 7 erwähnte unter Berücksichtigung des obigen tatsächlich nicht astigmatisch ist. Die Durchrechnung für diesen Fall ergibt, daß zwischen den Winkeln ^₁ und χ* und der Weglänge / folgender funktioneller Zusammenhang besteht:

go"

-π.

(8)

Es ist selbstverständlich nicht notwendig, daß derartige Winkelpolschuhe aus einem einzigen Polschuh herausgearbeitet werden. Deshalb ist es auch nicht

notwendig, daß die magnetische Induktion in jedem einzelnen Polschuh gleich ist, wenn nur das Produkt d · B (also Breite mal magnetische Induktion der Polschuhe) gleich ist. Aus den obenerwähnten Beispielen sind aber derartige Konstruktionen leicht ableitbar. Zwei weitere Beispiele sind in den Abb. 5 und 9 dargestellt.

Für die angegebenen Fälle verhält sich auch jeder

Elektronen- oder Jonenstrahl mit einem beliebigen azimutalen Winkel in erster Näherung so, wie in den Brechungsgesetzen für den Azimutalwinkel ο und 180° angegeben.

Es kann ferner gezeigt werden, daß durch geeignete Wahl der Polschuhe in gewissen Fällen auch Fehler zweiter Ordnung verschwinden.

Mittels der vorliegenden elektronenoptischen Systeme aus magnetischen Ablenkfeldern lassen sich spezielle Probleme der Ablenkung leicht durchführen. In Abb. 9 wird gezeigt, wie ein elektronenoptisches System für eine Ablenkung um 90° aufgebaut werden kann, das den Forderungen 1 bis 3 entspricht und bei dem ein Bündel von Ladungsträgern nicht nur um 90° abgelenkt, sondern durch eine nachträgliche Spiegelung und erneute Durchführung durch das elektronenoptische System nochmals um 90⁰ abgelenkt wird. Beispielsweise müssen bei der Elektronenmikroskopie mittels Potentialfeld, bei der Oberflächen dadurch abgebildet werden, daß eine Potentialfläche nahe der Oberfläche des Objekts als Spiegelfläche für die Elektronen benutzt wird, die hin- und rücklaufenden Elektronen getrennt werden. In diesem Falle läßt sich das in Abb. 9 schematisch gezeichnete elektronenoptische System mit Erfolg benutzen, bei dem die die Kathode auf das Objekt 4 abbildenden Elektronen um 90° abgelenkt und die rückbeschleunigten Elektronen, also diejenigen, die vom Objekt kommen, abermals um 90⁰ abgelenkt werden müssen. Das gezeigte W-förmige System 5 erfüllt die Forderungen 1 bis 3. Um die rücklaufenden Elektronen von den hinlaufenden zu trennen, ist ein schwach brechendes zusätzliches Magnetfeld, dessen Ablenkfehler vernachlässigt werden können, zugeschaltet.

Es sei j etzt noch auf folgendes aufmerksam gemacht: Alle Polschuhe, wie immer sie auch konstruiert sein mögen, besitzen ein Streufeld. Die Streufelder der erfindungsgemäßen Systeme haben eine zylinderlinsenartige Wirkung, die zu Verzerrungen des Bildes Anlaß gibt. Um diesen Streufeldeinfluß zu beseitigen, werden erfindungsgemäß zwei verschiedene Methoden, die eine Erweiterung der erfindungsgemäßen Ablenkfelder bedeuten, zur Anwendung gebracht. Das erste Verfahren besteht darin, daß man bei einem elektronenoptischen System mit einem Winkelpolschuh gemäß der Erfindung etwa in der Mitte zwischen den Polschuhen eine Art Abbildung des abzubildenden Gegen-Standes, also beispielsweise der Kathode, herstellt. Die Durchrechnung ergibt, daß die Verzerrungen, die durch das erste Streufeld entstehen, durch die Umdrehung des Strahlenganges innerhalb des Winkelpolschuhes durch das Streufeld des zweiten Teiles genau kompensiert werden, unabhängig davon, wie groß die Streufelder auch sein mögen, wenn sie nur gleich sind. Das zweite Verfahren besteht darin, daß dem Polschuh eine magnetische Blende vorgesetzt wird, deren magnetischer Widerstand sehr klein ist. Dadurch verläuft der Streufluß in den magnetischen Nebenschluß und wirkt nicht auf die Ladungsträger ein. In Abb. 10 und ix sind die beiden Anordnungen schematisch dargestellt. Dadurch, daß das eintretende konvergente Bündel in Abb. 10 in Punkt A sich umkehrt, werden die Verzerrungen, die beim Eintritt des Bündels in den Polschuh durch das Streufeld entstehen, beim Austritt genau kompensiert, wieder unter der Voraussetzung, daß die Streufelder gleich groß sind. In Abb. 11 werden dem Polschuh die Blenden 7 aus einem Ferromagnetikum vorgesetzt, die einen kleineren magnetischen Widerstand darstellen als das Vakuum, so daß das Streufeld zum größten Teil in der Blende verläuft. Die wenigen Kraftlinien zwischen der Blende und dem eigentlichen Polschuh werden aber randparallel gemacht, so daß sie keine zusätzliche Verzerrung liefern können. Der Feldverlauf mit und ohne magnetische Blende ist in Abb. 12 nur schematisch angedeutet. Die gestrichelte Linie bei d/2 bedeutet die Polschuhbegrenzung, α den Feldverlauf ohne magnetische Blende, δ den Feldverlauf mit magnetischer Blende. Man sieht daraus, daß der Abfall des Feldes mit Blende wesentlich steiler ist, allerdings erreicht man nicht ganz die ursprüngliche magnetische Induktion im Polschuh (bei gleicher magnetischer Erregung).

Die vorliegenden elektronenoptischen Systeme mit go magnetischen Ablenkfeldern können mit Erfolg beispielsweise bei Massenspektrographen in Anwendung gebracht werden. Die derzeitigen Massenspektrographen, die mit Sektorfeldern arbeiten, besitzen als Quelle einen dünnen Spalt. Es ist mit dem fokussierenden Sektorfeld nur möglich, die Apertur in einer Richtung der Quelle auszunutzen. Durch die erfindungsgemäßen, nicht fokussierenden Ablenkfelder ist es möglich, kreisförmige Quellen zu benutzen und die volle Apertur der Quelle zumindest im Idealfalle auszunutzen. Dadurch kann, wie eine Rechnung ergibt, die Leistungsfähigkeit bezüglich der Intensität (Strahlstrom) etwa um den Faktor 40 vergrößert werden. Für Elektronenmikroskope sind im vorstehenden spezielle Anwendungsmöglichkeiten genannt worden. Für Bildabtaströhren, bei denen die rückläufigen Elektronen, also die durch den optisch-elektrischen Vorgang an der Signalplatte modulierten Elektronen, getrennt aufgefangen werden müssen, beispielsweise in den Fällen, in denen die Gradation durch alle möglichen Rückkopplungsschaltungen den optischen Verhältnissen angepaßt werden soll, lassen sich derartige Ablenkfelder eben wegen ihrer optischen Eigenschaften verwenden. Ebenso sind Elektronenschalter, in denen eme punktförmige Elektronenquelle punktförmig wieder um beliebige Winkel abgebildet werden soll, ein Anwendungsgebiet der erfindungsgemäßen elektronenoptischen Systeme.

Ferner ist eine Anwendung dieser elektronenoptischen Systeme in Elektronenvervielfachern, bei denen eine Ablenkung der Strahlen erforderlich ist, möglich.

Claims

PATENTANSPRÜCHE:

I. Elektronenoptisches System, äquivalent einem «5 lichtoptischen Prisma, an dem schlanke Bündel von

Ladungsträgern um beliebige Winkel abgelenkt werden, das nach der Ablenkung frei von Astigmatismus ist und aus mindestens zwei elektronenoptischen Elementen besteht, die ein magnetisches Ablenkfeld mit planen, einander parallelen Begrenzungsflächen aufweisen und bei denen die Breite des Ablenkfeldes und seine magnetische Induktion der Bedingung d· B — (sin Y₁ — sin χί)

genügen, wobei d die Breite des Ablenkfeldes, B die magnetische Induktion des Ablenkfeldes, m die Masse des Ladungsträgers, ν die Geschwindigkeit des Ladungsträgers, e die Ladung des Ladungsträgers, X₁ der Eintrittswinkel des Hauptstrahles (Bündelachse) gegen die Normale des Ablenkfeldes, χί der Austrittswinkel des Hauptstrahles (Bündel-

^C0SXi _|_ · ^cos

bestimmt ist.
2. Elektronenoptisches System nach Anspruch i, äquivalent einem lichtoptischen Prisma, das für schlanke Bündel von Ladungsträgern nach der Ablenkung frei von Astigmatismus ist und aus zwei elektronenoptischen Elementen ohne Blenden aus einem Ferromagnetikum zusammengesetzt ist, dadurch gekennzeichnet, daß das elektronenoptische System derart in dem Strahlengang angeordnet ist, daß eine Art Zwischenabbildung etwa in der Mitte des Weges der Ladungsträger zwischen den beiden elektronenoptischen Elementen liegt.
3. Elektronenoptisches System (äquivalent einer lichtoptischen Prismenanordnung), gekennzeichnet durch eine Kombination von elektronenoptischen Elementen und/oder Systemen nach Anspruch 1 oder 2, wobei die Anordnung der elektronenoptischen Systeme analog der Anordnung optischer Prismen erfolgt.
4. Verwendung elektronenoptischer Elemente und Systeme nach mindestens einem der Ansprüche ι bis 3 in Elektronenröhren, Bildabtaströhren, Kathodenstrahlröhren u. dgl.
5. Verwendung elektronenoptischer Elemente

achse) gegen die Normale des Ablenkfeldes und X₁ —χ\ = ε der Gesamtablenkungswinkel ist, dadurch gekennzeichnet, daß das elektronenoptische System derart in dem Strahlengang angeordnet ist, daß der Eintrittswinkel (X₁) zwischen dem Hauptstrahl (Bündelachse) und der Normalen des ersten Ablenkfeldes dem Betrage nach gleich dem Austrittswinkel (xt) zwischen dem Hauptstrahl (Bündelachse) und der Normalen des zweiten Ablenkfeldes, der Winkel (γ) zwischen den beiden elektronenoptischen Elementen gleich dem doppelten Betrage des Austrittswinkels (χΐ) zwischen dem Hauptstrahl (Bündelachse) und der Normalen des ersten Ablenkfeldes ist und der Weg (/) der Ladungsträger zwischen den beiden Elementen aus der Gleichung (8)

_ · , IXiI + \xl\ _

cos²%i 90⁰

An-

und Systeme nach mindestens einem der
Sprüche 1 bis 3 in Elektronenmikroskopen.
6. Verwendung elektronenoptischer Elemente und Systeme nach mindestens einem der Ansprüche ι bis 3 in Elektronenvervielfachern und Elektronenverstärkeranordnungen beliebiger Art.
7. Verwendung elektronenoptischer Elemente und Systeme nach mindestens einem der Ansprüche ι bis 3 in Elektronenschalteranordnungen beliebiger Art.
8. Verwendung elektronenoptischer Elemente und Systeme nach mindestens einem der Ansprüche 1 bis 3 in Massen- und Trennspektrographen.

In Betracht gezogene Druckschriften:

Deutsche Patentschrift Nr. 814 919;

deutsche Patentanmeldung F 2538 VIIIc/21 g (bekanntgemacht am 8. Nov. 1951);

britische Patentschrift Nr. 440820;

Funk und Ton, 1952, 1, S. 10; Acta Physica Austriaca, 1950, S. 431 bis 444;

Pohl, Einführung in die Elektrizitätslehre, 1944, S. 170;

Brüche und Recknagel, Elektronengeräte,
S. 118, 119.

Hierzu 2 Blatt Zeichnungen,

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