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Die vorliegende Erfindung betrifft einen
Elektronenbeschleuniger. Sie wird beim Bestrahlen von verschiedenen Substanzen
wie Agrar- und Lebensmittelerzeugnissen angewandt, und zwar
entweder direkt durch Elektronen, oder durch Röntgenstrahlen,
die durch Konversion auf einem Schwermetalltarget erhalten
werden.
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Es ist ein Elektronenbeschleuniger bekannt, der im
allgemeinen einen Resonanzhohlraum umfaßt, der an eine
Hochfrequenzfeld-Quelle angeschlossen ist, sowie eine Elektronenquelle,
die Elektronen in den Hohlraum einschießen kann. Wenn
bestimmte Phasen- und Geschwindigkeitsbeziehungen erfüllt sind,
werden die Elektronen durch das elektrische Feld während
ihres gesamten Durchlaufs durch den Hohlraum beschleunigt.
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In bestimmten Arten von Beschleunigern nach diesem Prinzip
durchquert der Elektronenstrahl mehrmals den Hohlraum. Die
Vorrichtung umfaßt daher einen Elektronenablenker, der den
beschleunigten Strahl ein erstes Mal empfängt, ihn um
ungefähr 180º ablenkt und ihn in den Hohlraum für eine neue
Beschleunigung zurückwirft. Ein zweiter Ablenker kann den
Strahl, der zwei Beschleunigungen ausgesetzt war,von Neuem
ablenken, um ihn ein drittes Mal den Hohlraum durchlaufen zu
lassen und ihm so eine dritte Beschleunigung zu geben, usw..
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Eine derartige Vorrichtung ist z.B. im französischen Patent
Nr. 1 555 723 mit dem Titel ("Elektronenbeschleuniger mit
100 MeV im Dauerbetrieb") beschrieben.
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Diese Art von Beschleuniger weist den folgenden Nachteil auf.
Während des ersten Einschießens in den Hohlraum nimmt der
Elektronenstrahl einen Weg um die Achse des Beschleunigers.
Entlang dieses Weges hat das elektrische Feld nur eine
Komponente, die entlang der Achse gerichtet ist. Es entsteht daher
eine starke Elektronenbeschleunigung, und keine
Strahlablenkung, nachdem es keine Transversalkomponente des Magnetfeldes
gibt. Während des zweiten Hohlraumdurchlaufs nimmt der
Elektronenstrahl dagegen einen Weg, der nicht mehr entlang der
Achse gerichtet ist. Eine Magnetfeldkomponente senkrecht zur
Axialkomponente des elektrischen Feldes kann daher auf den
Elektronenstrahl wirken. Diese Wirkung äußert sich in einer
Elektronenablenkung. Diese Elektronenablenkung hängt von der
Phase des elektromagnetischen Feldes ab, was eine Dispersion
des Strahls erzeugt, von dem folglich ein Teil auf den
Hohlraumwänden verloren wird. Überdies verstärkt sich dieses
störende Phänomen während mehrerer Durchläufe.
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Es sind daher Beschleuniger mit Mehrfachdurchlauf bekannt,
die diesen Nachteil durch eine besondere Ablenkerstruktur
umgehen. Nach einer ersten Variante, beschrieben z.B. im
amerikanischen Patent 3,349,335, führen die Elektronen eine
vollständige Schleife außerhalb des Hohlraums aus und werden
wieder in die Hohlraumachse eingeschossen.
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Nach einer weiteren Variante, beschrieben in FR-A-1 136 936,
wird die Beschleunigung in einem Resonanzhohlraum ausgeführt,
und nach jedem Durchlauf werden die Elektronen außerhalb des
Hohlraums abgelenkt, so daß sie um diesen Hohlraum geführt
und entlang der Beschleunigungsachse wieder eingeschossen
werden.
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Nach einer weiteren Variante, manchmal "Duotron" genannt,
wird der Elektronenstrahl auf sich selbst zurückgeworfen und
führt so einen Hin- und Herweg entlang der Hohlraumachse aus.
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Nach diesen ausgearbeiteten Varianten nimmt der
Elektronenstrahl während seiner mehrfachen Durchläufe immer einen Weg,
auf dem die Ablenkfelder Null sind (wobei das elektrische
Feld parallel dem Geschwindigkeitsvektor der Elektronen und
von entgegengesetzter Richtung ist).
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Allerdings sind diese Vorrichtungen schwer aufzubauen: in den
ersten beiden haben die verschiedenen Elektronentrajektorien
einen gemeinsamen Abschnitt in der Umgebung der
Hohlraumachse, aber die anderen Abschnitte sind außerhalb des
Hohlraums, was die Komplexität und den Raumbedarf der Vorrichtung
erhöht. In der letzteren Variante beschränkt man sich auf ein
Hin- und Herschicken des Strahls, und das Problem, die
Elektronen auf sich selbst zurückzuwerfen, ist nicht leicht zu
lösen.
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Aufgabe der vorliegenden Erfindung ist es, diesen
Unannehmlichkeiten abzuhelfen. Zu diesem Zweck wird ein
Elektronenbeschleuniger vorgeschlagen, der von Wirkungen mehrfachen
Durchlaufs profitiert, wobei die oben angesprochene Bedingung
der Abwesenheit von Ablenkfeldern entlang der
Elektronentrajektorien aufrechterhalten wird, und der die Schwierigkeiten
vereinfacht, welche mit dem Ablenken und dem
Wiedereinschiessen der Elektronen in den Beschleunigerhohlraum verbunden
sind.
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Insbesondere betrifft die vorliegende Erfindung einen Typ von
Elektronenbeschleuniger mit Mehrfachbeschleunigung, der oben
angesprochen und insbesondere in FR-A-1 136 936 beschrieben
worden ist, dadurch gekennzeichent,daß die äußeren und
inneren Leiter des Hohlraums zylindrisch sind, und daß der
Elektronenstrahl in einer zur Achse des Hohlraums senkrechten
Ebene dort eingeschossen wird, wo die Radialkomponente des
elektrischen Feldes maximal ist, und dadurch, daß die
Ablenkmittel einen ersten Elektronenablenker, der einen Eingang
gegenüber einer ersten Austrittsöffnung hat, die im äußeren
Leiter entlang einem ersten Durchmesser der ersten
Eintrittsöffnung
diametral gegenüber angebracht ist, wobei
dieser erste Ablenker einen Ausgang gegenüber einer im äußeren
Leiter angebrachten zweiten Eintrittsöffnung hat, einen
zweiten Elektronenablenker, der einen Eingang gegenüber einer
zweiten Austrittsöffnung hat, die im äußeren Leiter entlang
einem zweiten, vom ersten unterschiedlichen Durchmesser der
zweiten Eintrittsöffnung diametral gegenüber angebracht ist,
wobei dieser zweite Ablenker einen Ausgang gegenüber einer
im äußeren Leiter angebrachten dritten Eintrittsöffnung
hat, und gegebenenfalls andere Ablenker umfassen, die in
gleicher Weise mit anderen Durchmesssern des äußeren Leiters
verbunden sind, die alle voneinander unterschiedlich, doch
alle in der genannten Ebene gelegen sind.
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Auf jeden Fall werden die Merkmale der Erfindung im Lichte
der folgenden Beschreibung offensichtlicher. Diese
Beschreibung bezieht sich auf die beiliegenden Zeichnungen, in denen:
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Fig. 1 einen koaxioalen Resonanzhohlraum entlang der
Grundmode zeigt,
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Fig. 2 die Darstellung einer Eigenschaft des koaxialen
Hohlraums erlaubt, die in Beziehung steht zur Abwesenheit eines
Magnetfeldes in der Mittelebene des Hohlraums,
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Fig.3 im Schnitt einen Elektronenbeschleuniger nach der
Erfindung zeigt,
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Fig. 4 geometrische Merkmale der erfindungsgemäßen
Vorrichtung zeigt, und
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Fig. 5 eine Ausführungsvariante darstellt, welche zum
Verringern ohmscher Verlusten dient.
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Auf Fig. 1 ist ein koaxialer Hohlraum CC zu sehen, gebildet
aus einem äußeren zylindrischen Leiter 10, einem inneren
zylindrischen Leiter 20 und zwei Wangen 30 und 31. Ein
derartiger Hohlraum besitzt eine Achse A und eine Mittelebene Pm,
die zur Achse senkrecht ist. Unter den in einem derartigen
Hohlraum möglichen Resonanzmoden gibt es eine, genannt die
Grundmode, vom transversalelektrischen Typ, für die das
elektrische Feld E in der Mittelebene rein radial ist. Dieses
Feld fällt auf beiden Seiten dieser Ebene ab, so daß es sich
auf den Wangen 31, 32 auslöscht. Umgekehrt ist das
magnetische Feld entlang der Wangen maximal und löscht sich in der
Mittelebene aus, wobei es das Vorzeichen wechselt.
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Eine derartige Mode kann gemäß den üblichen Konventionen mit
TE&sub0;&sub0;&sub1; bezeichnet werden, wobei die Initialen TE darin
erinnern, daß es sich um eine Mode handelt, in der das
elektrische Feld transversal ist, der erste Index "0" angibt, daß
das Feld Rotationssymetrie hat, der zweite Index "0" angibt,
daß es keine Feldauslöschung entlang eines Hohlraumradiuses
gibt, und der dritte Index, vom Wert "1", angibt, daß in
einer zur Achse parallelen Richtung eine Feld-Halbperiode
vorliegt.
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Ein derartiger Hohlraum kann durch eine Hochfrequenzquelle
SHF versorgt werden, die über eine Schleife 34 an den
Hohlraum gekoppelt ist.
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Nach der Erfindung wird der Elektronenstrahl in den koaxialen
Hohlraum in dessen Mittelebene eingeschossen. Tatsächlich
existiert in dieser Ebene kein Störfeld, das den Strahl
ablenken kann. Nachdem dieser Punkt wesentlich ist, kann hier
geendet werden. Auf dem Teil a von Fig. 2 ist der Hohlraum im
Längsschnitt in der Mittelebene zu sehen. Die elektrischen
Felder E1 und E2 sind entlang zweier unterschiedlicher Radien
gleich. Eine Kontur 17 wird von zwei Radien und zwei
Kreisbögen festgelegt, entlang derer das elektrische Feld radial
ist. Die Rotation des elektrischen Feldes (d.h. das Integral
des Feldes) ist Null entlang der Kontur. Folglich ist der
magnetische Induktionsfluß durch eine von der Kontur
berandeten Oberfläche auch Null. In anderen Worten gibt es keine zur
Mittelebene senkrechte Magnetfeldkomponente.
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Auf dem Teil b der selben Figur 2 ist der Hohlraum im
Längsschnitt zu sehen. Nachdem das elektrische Feld bezüglich der
Mittelebene symetrisch ist, sind die Felder E3 und E4 gleich
entlang zweier Radien, die, einander unendlich nah, auf
beiden Seiten der Mittelebene gelegen sind. Die Rotation des
elektrischen Feldes entlang einer Kontur 18, bestehend aus
den beiden Radien und zwei Längsabschnitten, ist Null.
Folglich ist auch der Induktionsfluß durch eine von der Kontur
berandete Oberfläche Null. In anderen Worten gibt es in der
Mittelebene keine Magnetfeldkomponente.
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Auf diese Weise gibt es überhaupt keine Magnetfeldkomponente
in der Mittelebene Pm (was darauf hinaus läuft, daß die
Hohlraummittelebene als ein rein kapazitives Gebiet vorstellbar
ist). In dieser Ebene wird der Elektronenstrahl daher keiner
Ablenkungskraft ausgesetzt.
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Fig. 3 zeigt schematisch einen vollständigen,
erfindungsgemäßen Elektronenbeschleuniger. Die Vorrichtung umfaßt eine
Elektronenquelle S, einen koaxialen Hohlraum CC, gebildet aus
einem äußeren zylindrischen Leiter 10 und einem inneren
zylindrischen Leiter 20 und zwei Elektronenablenker D1 und D2.
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Die Wirkungsweise der Vorrichtung ist wie folgt. Die
Elektronenquelle S emittiert einen Elektronenstrahl Fe in Richtung
der Mittelebene Pm des koaxialen Hohlraums CC, der im Schnitt
dargestellt ist (die Abbildungsebene ist die Mittelebene).
Der Strahl dringt in den Hohlraum durch eine Öffnung 11 ein.
Der innere Leiter 20 ist durch zwei Öffnungen 21 und 22
durchbrochen, die diametral entgegengesetzt sind. Der
Elektronenstrahl wird durch das elektrische Feld beschleunigt,
wenn bestimmte Phasen- und Frequenzbedingungen erfüllt sind.
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Der Elektronenstrahl tritt aus dem Hohlraum durch eine
Öffnung 12, die diametral gegenüber der Öffnung 11 ausgebildet
ist. Er wird anschließend durch den Ablenker D1 abgelenkt.
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Der Elektronenstrahl wird durch eine Öffnung 13 wieder in den
koaxialen Hohlraum eingeschossen. Er folgt dann einem zweiten
Durchmesser d2 und durchläuft im Hohlraum eine zweite
Beschleunigung. Er tritt durch die Öffnung 14 aus. Bei seinem
Austreten wird der Elektronenstrahl von Neuem durch einen
Ablenker D2 abgelenkt, und dann wieder in den Hohlraum über
eine Öffnung 15 eingeschossen. Er folgt einem dritten
Durchmesser d3 und durchläuft eine dritte Beschleunigung, usw..
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Nachdem das Prinzip des erfindungsgemäßen Beschleunigers
dargestellt worden ist, werden nun einige praktische
Überlegungen zu seiner Ausführung entwickelt, vor allem was die zu
befolgende Synchronbedingung und die Shuntimpedanz betrifft.
1. Synchronbedingung
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Der koaxiale Charakter der Beschleunigungsstruktur bringt es
mit sich, daß das elektrische Feld von unterschiedlicher
Richtung ist entlang der ersten und der zweiten Hälfte der
von den Elektronen im Hohlraum angenommen Trajektorie, anders
ausgedrückt entlang des Raduis, der vom äußeren Leiter zum
inneren Leiter läuft, und dann entlang des Raduis, der vom
inneren Leiter zum äußeren Leiter läuft. Die räumliche
Veränderung des Feldes ist von einer zeitlichen Veränderung
begleitet, nachdem das Feld von hoher Frequenz ist (mehrere
hundert MHz). Diese beiden Veränderungen werden ausgenutzt,
indem der Elektronenstrahl so eingeschossen wird, daß das
elektrische Feld sich in dem Moment auslöscht, in dem die
Elektronen den Mittelleiter durchqueren. Die Zeit, welche die
Elektronen brauchen, um vom einen Leiter zum anderen Leiter
zu gelangen, muß daher geringer als die halbe Feldperiode
sein; die Zeit, die die Elektronen brauchen, um den gesamten
Hohlraum zu durchqueren, ist daher niedriger als die
Feldperiode. Da die Elektronen quasi relativistisch sind, kann man
ihre Geschwindigkeit benachbart der Lichtgeschwindigkeit c
annehmen. Man erhält daher d2/c< T, wobei diese Bedingung als
d2< geschrieben werden kann, wobei die Wellenlänge des
elektromagnetischen Feldes ist.
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Wenn man mit l die Länge der Trajektorie bezeichnet, welche
von den Elektronen außerhalb des Hohlraums angenommen wird,
insbesondere im Ablenker, erhält man eine zusätzliche
Bedingung:
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d2 - l = k , wobei k ganzzahlig ist.
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Es ist daher wünschenswert, k=1 zu wählen, um den Raumbedarf
der Vorrichtung zu verringern. In bestimmten, besonderen
Fällen jedoch kann k=2 gewählt werden (z.B. um ein
Fokussiersystem zwischen den Ablenkmagneten des Hohlraums leichter
unterzubringen, oder um einen größeren Krümmungsradius zu
erhalten, so daß eine geringere Induktion verwendet werden
kann).
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Es wird daher im folgenden angenommen, daß die Bedingung
d2+l= erfüllt ist.
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Mit Rc wird der Krümmungsradius eines der Ablenker und mit Ra
der Abstand zwischen der Hohlraumachse und dem Eingang eD
oder dem Ausgang sD dieses Ablenkers bezeichnet. Diese Größen
sind in Fig. 4 dargestellt. Im übrigen ist der Winkel
zwischen zwei Trajektorien gleich π/2n. Man erhält daher die
folgenden Beziehungen:
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Rc = Ra tg π/2n
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l = n + 1/n π Rc
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wobei
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Zum Beispiel erhält für n=6 und n=8 jeweils:
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Ra ≈ λ/2,98 Rc ≈ 8,99.10&supmin;² λ
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Ra ≈ λ/2,70 Rc ≈ 7,37.10&supmin;² λ
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Für eine Wellenlänge von 3 m, was einer Frequenz von 100 MHz
entspricht, hat man jeweils:
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Ra = 101 cm Rc = 27 cm
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Ra = 111 cm Rc = 22,1 cm
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Der äußere Radius, der das Hohlraumfeld begrenz, muß daher
geringer als Rc sein, um die Wandstärke zu berücksichtigen
und es unter Umständen zu erlauben, zwischen der Wand und dem
Ablauflenker Hilfsfokussiereinrichtungen anzubringen. Die
oben berechneten Abmessungen sind mit praktischen
Erfordernissen verträglich.
2. Shuntimpedanz
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Die elektrische Qualität eines Beschleunigungshohlraums wird
klassisch durch ihre Wirkungs-Shuntimpedanz ZSeff angegeben,
diese ist das Verhältnis des Quadrats der Energie, welche das
Elektron während eines Hohlraumdurchlaufs aufnimmt
(ausgedrückt in Elektronenvolt) zur durch den Jouleeffekt
dissipierten Leistung.
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Beispielsweise erhält man für einen Hohlraum, der bei 100 MHz
arbeitet, für R2=0,8 m ein ziemlich flaches Maximum von ZSeff
in der Nähe von (R1/R2)=1/4.
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Unter diesen Bedingungen ergibt die Berechnung ZSeff 10 MΩ,
und um einen Energiegewinn von 10 MeV nach sechs Durchläufen
zu erhalten, wäre die dissipierte Leistung 278 kW.
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Die erhaltenen und tatsächlichen Shuntimpedanzen sind etwas
geringer als die theoretischen Werte und daher liegt die
dissipierte Leistung in Wirklichkeit bei etwa 350 kW.
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Die Shuntimpedanz ist für homothetische Hohlräume
proportional zur Wurzel der Wellenlänge. Ein bei 700 MHz arbeitender
Hohlraum, welcher die Elektronenenergie um 5 MeV steigert,
würde daher ungefähr 125 kW verbrauchen.
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Für mehrere verschiedene Durchläufe weichen die
Hohlraumradien etwas voneinander ab, aber die Shuntimpedanz
variiert wenig, und in erster Näherung verändert sich die
dissipierte Leistung umgekehrt proportional mit der Zahl der
Durchläufe.
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Daher ist es erwünscht, eine möglichst große Anzahl von
Durchläufen zu benutzen. Dabei ist man in der Praxis dadurch
beschränkt, daß die Krümmungsradien des Strahls in den
Ablenkmagneten entsprechend abnehmen, was zum einen bewirkt,
daß sich der dem Strahl angebotene Durchlaufquerschnitt
verringert, und zum anderen eine Steigerung der Induktion
erfordert.
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Die notwendigen Leistungen sind mit einem Dauerbetrieb
erträglich, und erfordern in keinem Fall die Benutzung von
relativ komplizierten und teueren Impulsgeneratoren.
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Die Ohmschen Verluste durch in den Seitenstücke zirkulierende
Ströme können durch Veranderung der Form des inneren Leiters
vermindert werden, wie in Fig. 5 dargestellt. Der innere
Leiter 20 endet in zwei kegelstumpfartigen Enden 33 und 35. Die
Induktanz des Hohlraums wird dadurch verringert. Um dieselbe
Frequenz aufrechtzuerhalten muß die Kapazität erhöht, und
damit der Hohlraum etwas verlängert werden.
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Der durch diese Anordnung gewonnene Vorteil ist nicht sehr
bedeutsam, was die Shuntimpedanz betrifft (von der
Größenordnung 10 %). Diese Anordnung hat jedoch den Vorteil, die
maximal dissipierte Leistung pro Oberflächeneinheit stark zu
verringern
(um den Faktor 2 bis 4 gegenüber den koaxialen
Hohlraum), was interessant sein kann, um die Abkühlung zu
erleichtern und Störeffekte (durch Biegung, innere Spannungen,
usw.) aufgrund des Temperaturgradienten in den Wänden zu
verringern.
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Andererseits haben die Erfinder eine beachtliche Verringerung
der Querabmessungen des Strahls und eine geringere
Empfindlichkeit auf Fehlsteuerungen festgestellt, indem sie
Ablenkmagneten verwendet haben, deren Stirnseiten beim
Strahleingang und Strahlausgang Tangenten an einen Dieder mit einem
spitzen Winkel von ungefähr π (1-1/2n) ist, wobei n die
Anzahl der Hohlraumdurchläufe durch den Strahl ist.