DE971018C - Elektronenoptisches System, aequivalent einem lichtoptischen Prisma - Google Patents
Elektronenoptisches System, aequivalent einem lichtoptischen PrismaInfo
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- DE971018C DE971018C DEL12336A DEL0012336A DE971018C DE 971018 C DE971018 C DE 971018C DE L12336 A DEL12336 A DE L12336A DE L0012336 A DEL0012336 A DE L0012336A DE 971018 C DE971018 C DE 971018C
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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).
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 χύ ihrem Betrage nach
gleich werden. Dann tritt der beispielsweise Elektronenstrahl aus dem zweiten Polschuh mit einem Winkel
χ% = —χΧ 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 (8)
- PATENTANSPRÜCHE:I. Elektronenoptisches System, äquivalent einem «5 lichtoptischen Prisma, an dem schlanke Bündel vonLadungsträgern 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 _|_ · cosbestimmt 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 Elementeachse) 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 900An-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,809702/46 12.58
Priority Applications (1)
Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
---|---|---|---|
DEL12336A DE971018C (de) | 1952-05-13 | 1952-05-13 | Elektronenoptisches System, aequivalent einem lichtoptischen Prisma |
Applications Claiming Priority (1)
Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
---|---|---|---|
DEL12336A DE971018C (de) | 1952-05-13 | 1952-05-13 | Elektronenoptisches System, aequivalent einem lichtoptischen Prisma |
Publications (1)
Publication Number | Publication Date |
---|---|
DE971018C true DE971018C (de) | 1959-01-08 |
Family
ID=7259146
Family Applications (1)
Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
---|---|---|---|
DEL12336A Expired DE971018C (de) | 1952-05-13 | 1952-05-13 | Elektronenoptisches System, aequivalent einem lichtoptischen Prisma |
Country Status (1)
Country | Link |
---|---|
DE (1) | DE971018C (de) |
Cited By (2)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
DE1170092B (de) * | 1960-06-21 | 1964-05-14 | Stauffer Chemical Co | Elektronenstrahlofen mit einem evakuierbaren Raum |
DE1213547B (de) * | 1960-05-27 | 1966-03-31 | Stauffer Chemical Co | Elektronenstrahlofen |
Citations (2)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
GB440820A (en) * | 1934-07-24 | 1936-01-07 | Siemens Brothers & Co Ltd | Improvements relating to coin freed mechanisms |
DE814919C (de) * | 1950-01-30 | 1951-09-27 | Fernseh Gmbh | System zur Ablenkung von Elektronenstrahlen |
-
1952
- 1952-05-13 DE DEL12336A patent/DE971018C/de not_active Expired
Patent Citations (2)
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DE1170092B (de) * | 1960-06-21 | 1964-05-14 | Stauffer Chemical Co | Elektronenstrahlofen mit einem evakuierbaren Raum |
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