Б.Э. БОНШТЕДТ
М.Г. МАРКОВИЧ
окусиревко и отклонение пучков
в электроннолучевых приоорох

Фокусировка и отклонение пучков в электроннолучевых приборах
Б. 3. Бонштедт, М. Г. Маркович
СОВЕТСКОЕ РАДИО Москва —1967
УДК 621.385.832.032.26
В книге изложены основные вопросы теории фокусировки и отклонения электронных пучков в электроннолучевых приборах и рассмотрены вопросы расчета и конструирования магнитных и электрических фокусирующих и отклоняющих систем. Описаны типовые конструкции таких систем, некоторые особенности их изготовления, проверки и юстировки.
Книга рассчитана на инженерно-технических работников, разрабатывающих и эксплуатирующих электроннолучевые приборы.
3-3-12
48—67
БОРИС ЭДУАРДОВИЧ БОНШТЕДТ, МОРИЦ ГРИГОРЬЕВИЧ МАРКОВИЧ
ФОКУСИРОВКА И ОТКЛОНЕНИЕ ПУЧКОВ В ЭЛЕКТРОННО-ЛУЧЕВЫХ ПРИБОРАХ
Редактор Т. М. Любимова. Художественный редактор В. Т. Сидоренко Технический редактор Г. 3. Шалимова
Корректоры Т. М. Князева, Н. М. Кухтяева
Сдано в набор 21/XI 1966 г.	Подписано к печати 14/Ш 1957 г..
Т-04411	Формат 84х108/91	Бумага типографская № 2
Объем 14,28 усл. и. л.	Уч.-изд. 14,302	Тираж 9 300 экз.
Изд.-во «Советское радио* Москва, Главпочтамт, п/я 693 Зак. 2726	Цена 88 коп.
Московская типография № 10 Главполиграфпрома Комитета по печати при Совете Министров СССР. Шлюзовая наб., 10.
Предисловие
Электроннолучевые приборы и электроннолучевые методы в обработке материалов и физических исследованиях получили широкое развитие. Однако вопросы расчета, конструирования и изготовления электроннооптических систем, необходимых для управления пучками, недостаточно освещены в литературе. Авторы попытались восполнить этот пробел.
Книга состоит из шести глав.
В первой главе кратко, без доказательств изложены основные сведения из теоретической электронной оптики, которые необходимы при чтении следующих разделов.
Во второй и третьей главах рассматриваются вопросы электростатической и магнитной фокусировки электронных пучков. В каждой главе рассмотрены особенности фокусирующего действия, зависимости электроннооптических свойств систем от их размеров и электрических параметров, вопросы расчета и конструирования.
В четвертой и пятой главах описаны электростатические и магнитные отклоняющие системы. Даны методы их расчета, приведены типовые конструкции отклоняющих систем.
В шестой главе рассматриваются свойства и особенности систем с совмещенными полями фокусировки и отклонения.
В книге использована электромагнитная система единиц, в которой величина магнитной проницаемости ваккума ро=1. Поэтому во всех формулах, связывающих
магнитную индукцию В с ампер-витками фокусирующих и отклоняющих катушек IN, отсутствует множитель цо-При использовании для расчетов другой системы единиц во все эти формулы необходимо вводить множитель цо.
Авторы считают своим приятным долгом выразить благодарность С. Я. Явор, В. А. Миллеру и Л. И. Лубо-ятникову, сделавшим ряд ценных указаний при рецензировании рукописи.
Теоретические основы фокусировки и отклонения электронных пучков
§ 1. Уравнения движения электронов в электрических и магнитных полях. Во всех электроннооптических устройствах потоками электронов управляют электрические и магнитные поля. Электрическое поле полностью определяется вектором напряженности поля Е, а магнитное поле — вектором магнитной индукции В. Оба эти вектора могут быть переменными как в пространстве, так и во времени.
Если поля зависят только от пространственных координат и не зависят от времени, то они называются статическими. В том случае, когда поля изменяются во времени достаточно медленно так, что за время пролета электрона поле практически остается неизменным, можно также рассматривать эти поля как квазистатические, не зависящие от времени. При этом нужно только помнить, что на электроны, проходящие такие поля в разное время, они будут оказывать различное действие. Во всех случаях фокусировки пучков мы имеем дело со статическими полями, зависящими только от координат, в случае же отклонения обычно можно считать поля квазистатическими. Исключение составляют только высокоскоростные осциллографические трубки, в которых отклоняющее поле может изменяться за время, сравнимое со временем пролета электрона внутри отклоняющей системы. Этот последний случай мы рассмотрим отдельно в гл. 4.
5
Из всех свойств электрона для нас существенными являются только его масса т и отрицательный заряд —е. Эти постоянные имеют следующие значения:
е = 1,601 • 10“20 эл. магн. ед. заряда.
m = 9,107-10“ 28г.
Важное значение имеет отношение заряда электрона к его массе
-—-=1,758-107 эл. магн. ед. заряда^.
Нужно отметить, что масса электрона, как и масса любого тела, зависит от скорости его движения. Приведенное выше значение массы верно, вообще говоря, только для малых скоростей.
Учет изменения массы при высоких скоростях электронов приводит к существенному усложнению всех уравнений, описывающих движение электронов в электрическом и магнитном полях . В большинстве электроннолучевых приборов используются такие скорости электронов, при которых изменение массы мало. Поэтому в дальнейшем изложении мы будем использовать нерелятивистские уравнения движения, считая массу электронов постоянной *.
В электрическом поле, имеющем напряженность Е, на электрон действует сила F9=—еЕ, направление которой противоположно направлению вектора Е. В магнитном поле, имеющем индукцию В, на электрон, движущийся со скоростью v, действует сила FM=—е[уХВ], перпендикулярная как к направлению поля, так и к направлению скорости **. Полная сила, действующая на электрон:
F = —еЕ —e[vXB].	(1.1)
♦ Релятивистские эффекты следует учитывать при конструировании приборов с ускоряющим напряжением более 50 кв.
♦♦ Как известно векторное произведение двух векторов — это вектор, длина которого равна произведению длин обоих векторов, умноженному на синус угла между ними, а направление перпендикулярно обоим векторам.
6
Теперь легко написать уравнение движения электрона в векторной форме
m-^=-eE-e(vXB].	(1.2)
Из этого уравнения легко получить уравнения движения электронов, записанные в любой удобной системе координат. Нужно помнить, что уравнение (1.2) полностью определяет движение электрона, если заданы начальные условия: положение и скорость электрона в некоторый момент времени.
Если умножить уравнение (1.2) скалярно на скорость v, то вследствие перпендикулярности (vXB] к вектору v получим
-?-^=“evE-	(1-3)
Таким образом, изменение кинетической энергии E^sm—mv2^ определяется только электрическим полем. Магнитное поле (вследствие перпендикулярности FM и скорости) не изменяет энергию электрона, т. е. величину его скорости, а изменяет только направление движения.
Электростатическое поле может быть представлено как градиент некоторой скалярной величины — потенциала V:
Е = —gradV.	(1.4)
Так как в случае статических полей dV/d/=O, то легко показать, что
F _ dx »	dy	дУ \ dz	дУ____dV
dt	дх *	dt	ду ’ dt	dz	dt '
Подставив это соотношение в уравнение (1.3) и проинтегрировав его, получим закон сохранения энергии для электрона, движущегося в статических (электрическом и магнитном) полях:
---eV = const	(1.5)
Величина —eV — потенциальная энергия электрона. Если потенциал катода, излучающего электроны с нуле-
7
вой начальной скоростью, приравнять нулю, то постоянная в уравнении (1.5) также будет равна нулю, что приводит к следующему важному соотношению:
(1.6)
Таким образом, величина скорости электрона определяется потенциалом, отсчитываемым от катода, если пренебречь начальными скоростями. Энергия электрона однозначно определяется разностью потенциалов между той точкой поля, в которой он имел скорость, равную нулю, и течкой, в которой электрон находится. Поэтому энергию электрона удобно измерять в электрон-вольтах. Если и начальную энергию электрона лги20/2 выразить в электрон-вольтах, то вместо (1.6) получим более общее соотношение
”^(V + e)’
(1.6а)
где е — разность потенциалов, соответствующая начальной энергии.
§ 2. Типы полей, используемых в электроннолучевых приборах. В электроннолучевых приборах, как правило, используются электроннооптические системы с прямолинейной осью. Для фокусировки электронных пучков наиболее часто применяются электрические и магнитные поля, обладающие симметрией вращения по отношению к оси системы. Для описания таких полей введем цилиндрическую систему координат г, в, г, ось г которой совпадает с осью симметрии системы. Электростатический потенциал будет зависеть только от двух координат У=У(г, z). Если теперь искать разложение потенциала в ряд по степеням г, то, используя уравнение Лапласа, которому удовлетворяет потенциал в отсутствие объемного заряда *
ДУ = 0,	(1.7)
* Оператор Лапласа в цилиндрической системе координат при симметрии вращения имеет вид
л	д V д*
г dr dr J dz2 *
8
можно показать (см., например, [3]), что
2	«4
У(г,г) = Ф(г)--^-Ф"(г) + ^-Ф,у(2)^...	(1.8)
Здесь Ф(г)—распределение потенциала на оси системы; штрихами и римскими цифрами обозначены производные по 2.
Таким образом, потенциал в осесимметричной системе полностью определяется осевым распределением. Ф"(2) определяет кривизну эквипотенциалей в приосе-вой области.
Магнитное поле в случае осевой симметрии также полностью определяется распределением магнитной индукции B(z) вдоль оси:
£2(г,г) = Я(г)-4-Я''(г)±...,
Вг (г, г) = -	В' (г) + 4- В'" (г) ± .
(1-9)
Индукция магнитного поля всегда может быть представлена как ротор некоторого вектора А, называемого вектор-потенциалом магнитного поля. В случае осесимметричного поля вектор-потенциал имеет единственную азимутальную составляющую A = AQ, которая также легко представляется в виде разложения в ряд по степеням г. Первые члены этого разложения, которые будут нужны при дальнейшем изложении, имеют вид
A(r,z)=-^-B(z)
rs
16
В"
(МО)
Здесь снова В (2)—распределение магнитной индукции на оси.
В некоторых случаях для фокусировки электронных пучков используют поля, которые не зависят от одной из прямоугольных координат, перпендикулярных оси пучка. Пусть ось z прямоугольной системы координат совпадает с осью пучка, а от координаты у поля не зависят. В этом случае электрический потенциал V= = V(x, 2) и, следовательно,
9
Точно так же и Ву=0. Электрическое и магнитное поля обладают, кроме того, в этом случае следующими свойствами симметрии:
Exi^Z)--	^х(	^»^)>
Е2 (х, z) = Ег (— х, z).
(1.11)
Аналогично и для магнитного поля *.
Используя вновь уравнение Лапласа (1.7) и условия симметрии (1.11), можно показать, что электрический потенциал в этом случае разлагается в ряд по степеням х, первые члены которого имеют вид
V (х, z) = Ф (z)
у2
~-Ф"(^)±...
(1.12)
Здесь Ф(г)—распределение потенциала в плоскости yz.
Для магнитного поля такого же типа могут быть получены следующие соотношения:
^•2
B2(x,z) = B(z)-±-B"(z)±...,	(1.13)
*•8
Вх (х, z) = - хВ' (2)+^- В’" (г) zt...	(1.14)
Здесь B(z)=Bz(0,z)—распределение единственной z-й составляющей магнитной индукции в плоскости yz.
Такие поля создаются в цилиндрических электронных линзах, получивших свое название по аналогии с цилиндрическими линзами световой оптики. Для создания таких линз необходимы электроды, обмотки и полюса, имеющие большие размеры в одном из направлений, перпендикулярных оси прибора. Как правило, это неудобно в электроннолучевых приборах, поэтому цилиндрические линзы применяются только в отдельных типах приборов, работающих с ленточными пучками (например, в электронных коммутаторах).
Как будет показано дальше, свойствами, во многом аналогичными цилиндрическим линзам, обладают ква-
• Только при таких условиях симметрии поле обладает фокусирующими свойствами на прямолинейной оси, не создавая отклонения пучка электронов.
10
друпольные линзы, которые значительно удобнее реализуются, а поэтому и значительно чаще применяются.
Квадрупольная электростатическая линза создает электрическое поле, потенциал которого имеет две взаимно перпендикулярные плоскости симметрии (пло-
Рис. 1.1. Поле электростатической четырехполюсной линзы.
скости х=0 и t/=0) и две плоскости антисимметрии, расположенные под углом 45° к плоскостям симметрии. Такое распределение потенциала может быть создано четырьмя электродами одинаковой формы, имеющими попарно одинаковые потенциалы (рис. 1.1). Можно показать, что потенциал квадрупольной линзы разлагается в ряд следующего вида:
V (х, у, Z) =Ф0 - f (2) (Х*-у*)+А- f" (2) (Х«—#4) + . . . ,
(1.15)
где Фо — постоянный потенциал на оси г, а
г (~\ _.L _1_ дЕ* ________। дЕу
1У)~ 2 дх х=у=ъ~ 2 ду х=у=0-
Задание функции f(z) полностью определяет поле квадрупольной линзы в приосевой области.
11
Квадрупольная магнитная линза создает магнитное поле, имеющее такие же свойства симметрии, как и поле электростатической квадрупольной линзы. Так же как и для электростатической квадрупольной линзы, для магнитной можно получить представление поля в пространстве через производные поля на оси. Для дальнейшего анализа траекторий электронов удобно представить разложение в ряд поля квадрупольной магнитной линзы в том случае, когда центры полюсов ее находятся на прямых х=г/ и х=—у. При этом выражения для поля принимают следующий вид:
Я* (х,У, г) = — 2ф (г) у 4- ф" (z) (Зх2 у 4- у*) ±...,
By (х,у, z) = — 2ф (z) х+ Ц- Ф" (z) (Xs 4-Зх#2)±
Bz (х, У,?) = — 2ф' (z) ху 4- -1- ф'" (г) (хг 4- уг) ху±...
(1.16) Легко видеть, что функция
ф(г) = —Ld-^-	=—<1Л7>
z °У х=у=О z их х=у=0
и что задание этой функции полностью определяет распределение магнитного поля в приосевой области.
В электронной оптике используются фокусирующие поля и с более сложными свойствами симметрии, так называемые восьмиполюсники, однако они находят пока лишь очень ограниченное применение в качестве корректирующих элементов, и мы рассмотрим их действие в соответствующих разделах.
Весьма важное значение в электронной оптике электроннолучевых приборов имеют отклоняющие поля как электрические, так и магнитные.
Электрические отклоняющие поля имеют обязательно одну плоскость антисимметрии потенциала и одну, перпендикулярную к ней, плоскость симметрии. Такие поля образуются парой электродов одинаковой формы, расположенных симметрично по отношению к оси прибора и имеющих разный потенциал, причем обычно потенциалы этих электродов антисимметричны по отношению к потенциалу окружающих электродов, что и будет принято при выводе формул. В случае несимметрич-12
ного питания отклоняющих электродов на поле отклонения будет наложено поле цилиндрической линзы, оказывающее дополнительное (обычно нежелательное) фокусирующее действие на пучок.
Потенциал электрического отклоняющего поля в силу условий симметрии и уравнения Лапласа удовлетворяет следующему соотношению:
V (х,у, г) = Ф0-Еу (z)y — F(z)х'у 4- 4“ (4-Е”у & +
+F(z))y*±...,
(1.18)
где Фо — постоянный потенциал на оси;
Ey(z)—распределение вдоль оси z напряженности отклоняющего поля;
F(z)—произвольная функция, связанная с зависимостью поля от координаты х.
В формуле (1.18) выписаны только члены до 3-го порядка по расстояниям от оси, которые нужны при рассмотрении идеального отклонения и ошибок отклонения 3-го порядка.
Магнитное отклоняющее поле имеет те же свойства симметрии и может быть представлено как градиент скалярного магнитного потенциала У, разложение которого в ряд по степеням расстояния от оси будет
< (А У,г) = — ВУ—	*гУ +
Ь4-(4"5"Иг) + О(г))!/’±...,
(1-19)
где Ву (г)—распределение вдоль оси z магнитной индукции (ее единственной у-и составляющей) ;
G(z)—произвольная функция, связанная с зависимостью поля от координаты х.
Формулы (1.18) и (1.19) справедливы при отклонении электронного пучка в одном направлении, когда отклоняющее поле создается одной парой отклоняющих пластин или отклоняющих катушек. Если же пучок отклоняется в двух направлениях, то поля образуются двумя парами отклоняющих элементов и легко могут быть получены суперпозицией двух полей, представлен-
13
ных формулами (1.18) или (1.19), конечно, при учете взаимного расположения этих полей. Заметим еще, что в некоторых специальных случаях применяются отклоняющие поля и иного типа, чем рассмотренные выше, например при радиальном отклонении. Однако это сравнительно редкие случаи, и мы кратко рассмотрим их при описании отклоняющих устройств.
§ 3. Фокусирующие свойства осесимметричных полей. Для анализа движения электронов в полях с осевой симметрией естественно использовать цилиндрическую систему координат, ось z которой совпадает с осью симметрии электрического и магнитного полей. Рассмотрим свойства комбинированных систем: электрического и магнитного осесимметричных полей с общей осью. Свойства электрических или магнитных линз будут получены как частные случаи при равенстве нулю соответственно магнитного или электрического поля.
Векторное уравнение (1.2) в цилиндрической системе координат г, 0, z после ряда преобразований можно привести к следующей системе уравнений движения:
d2z
6Q дг ’

где
d2r
dQ dr ’
C = const	----rA,
Q=V (r, z)
(1.20)
(1-21)
(1-22)

V(r, z)—потенциал электрического поля и A(r. z) — вектор-потенциал магнитного поля.
Уравнения движения (1.20) в общем виде очень сложны, и проанализировать их решения невозможно. Учитывая, что обычно расстояние электронов от оси системы мало и движутся они под малыми углами по отношению к оси, можно в первом приближении пренебречь в разложениях полей (1.8) и (1.10) и в уравне-14
ниях (1.20) всеми степенями г выше первой по сравне-dr	. ~
нию с г и -т- считать малым по сравнению с 1. В этом приближении, называемом обычно параксиальным, легко перейти от рассмотрения движения электрона во времени к форме его траектории, т. е. к зависимости r(z) и 0(z). Уравнения траектории электрона в параксиальном приближении имеют вид
г® w i (г*	+[4 ®" (*н- & в’ го]
_е___&
2т г3
= 0.
(1.23)
ГФи4=/^[4в<г>+-^]-	<L24>
Постоянная С в параксиальном приближении будет равна
т
е dt
’ 5(ze)l,	(1.25)
z=z0 z
0 ). Такие траектории электронов
где r0 — значение r(z) при z=zo-
Рассмотрим вначале траектории электронов, для которых постоянная С=0. Для электронов, вылетевших из внеосевой точки предмета го=/=О» постоянная С будет равна нулю, если равно нулю выражение в квадратных скобках в формуле (1.25), например, если отсутствует магнитное поле в плоскости предмета B(zo)=O и вектор начальной скорости электрона лежит в меридиональной
dt
будем называть меридиональными.
В рассматриваемом случае из уравнения (1.24) видно, что при отсутствии магнитного поля поворота траекторий вокруг оси не будет, а при наличии магнитного поля будет поворот, не зависящий от движения электрона по координате г. Все меридиональные траектории с любыми г0 и г'о в каждой плоскости z в параксиальном приближении оказываются повернутыми на один и тот же угол 6 вокруг оси системы относительно своей точки вылета.
15
Уравнение (1.23) при С=0 превращается в
+ [т®"(2)+-®га’(г>]г=°-	0-26)
Это линейное дифференциальное уравнение второго порядка с переменными коэффициентами. Из теории дифференциальных уравнений известно, что общее решение такого уравнения может быть получено в виде суммы любых двух линейно независимых частных решений, умноженных на произвольные постоянные. В качестве двух таких частных решений можно, например, выбрать решения n(z) и r2(z)> удовлетворяющие следующим начальным условиям:
G(zo) = O, r'1(z0)=l, ra(z0)=l, r'2(zo)=O.
(1.27a)
(1.276)
Тогда любая меридиональная траектория с начальными условиями г(2о)=го, r'(zo)=rfQ может быть представлена в виде
r(z) = r0r2(z)4-r,0rI(z).	(1.28)
Если распределения полей Ф (з) и В (z) таковы, что решение r\(z) уравнения (1.26), удовлетворяющее начальным условиям (1.27а), в некоторой точке z=zt вновь обращается в нуль
G(^) = 0,	(1.29)
то из (1.28) легко видеть, что все меридиональные траектории, вышедшие из точки го, пересекают плоскость z=zi на одинаковом расстоянии г от оси. Так как поворот вокруг оси для всех этих траекторий также одинаков, то при условии (1.27а) и (1.29) все меридиональные траектории, вышедшие из одной точки плоскости z=zo, соберутся в точку в плоскости z = Zi. Таким образом, любая точка плоскости z0 отображается в точку на плоскости Zi, Изображение протяженного предмета, расположенного в плоскости Zo, оказывается подобным предмету, так как угол поворота всех точек изображе-16
ния одинаков, а расстояние г от оси пропорционально Го- Коэффициент увеличения изображения
Ж=^4=г2(г,).
r(z0)	2' »'
(1.30)
Формулу (1.30) иногда используют для определения увеличения, однако обычно более удобным оказывается выражение (1.35), приведенное далее.
До сих пор мы рассматривали только меридиональные траектории, для которых С=0. Однако из каждой
точки предмета г0 выходят не только меридиональные траектории, но и траектории с произвольными величинами азимутальной составляющей dO dt
скорости
z=z0
ГТ	dB
Представим -г- в виде
dti   1 1/" е о j dT
dz “ 2 V 2тФ & dz '
Из сравнения (1.31) с (1.24) видно, что
е С -
dz V 2тФ г2
(1.31)
(1.32)
Функция x(z) представляет собой разность между углами поворота вокруг оси немеридиональной и меридиональной траекторий. Если теперь представить
г = пе“/х	(1.33)
и подставить в уравнение (1.23), учитывая (1.32), то для функции u(z) получим уравнение (1.26). Поскольку r(z) должно быть вещественным, то u(z) — комплексная величина при %(z)=/=0. Функция u(z) может быть представлена через вещественные решения rx(z) и Mz) уравнения (1.26), удовлетворяющие условиям (1.27)
u (z) = гйгг (z) +
r/o + <ro(0'o	8тФ„^
(1.34)
Из формулы (1.34) видно, что если в плоскости z=zt решение ri(z) обращается в нуль, то u(Zi) не зависит 2—2726	17
от направления вылета электрона из точки го и оказывается вещественной величиной, а так как r(Zi) также вещественно, то х(гг) может быть равно нулю или пл. Таким образом, х(2г) также не зависит от условий вылета, а следовательно, и полный угол поворота траекторий всех электронов в плоскости z=Zi оказывается одинаковым, таким же, как для меридиональных траекторий. При этом r(Zi) =u(zi) =rof2(zi) не зависит от направления вылета электронов из точки г0 и при условии (1.29) все электроны, вылетевшие из точки предмета г0» Zo, собираются в точку на плоскости изображения z=Zi, причем увеличение изображения и угол поворота его не зависят от координат точки предмета.
Таким образом, электрическое и магнитное поля, обладающие симметрией вращения, создают в параксиальном приближении подобное стигматическое (отображающее точку в точку), повернутое на некоторый угол 0, изображение предмета, расположенного в плоскости zo, если только имеется решение уравнения (1.26), удовлетворяющее условиям (1.27а) и (1.29). В случае чисто электрического поля, когда B(z)=0, поворот изображения отсутствует.
Можно легко показать, что любая пара решений уравнения (1.26), в частности и решения и и /-2, удовлетворяет соотношению
К[г, (z) г'г (г) — r\ (z) гг (г)] = const,
а отсюда, используя условия (1.27) и формулу (1.30), получим для увеличения
f'l (Zo) | /ф (z0)
Ж - Г'х (2<) Г Ф(М	(135)
Таким образом, фокусирующие свойства осесимметричной электроннооптической системы в параксиальном приближении полностью определяются решениями уравнения (1.26). В общем случае при произвольном виде функций Ф(г) и B(z) решения этого уравнения могут быть найдены только численными методами, которые в настоящее время хорошо разработаны и при использовании вычислительных машин не являются чрезмерно трудоемкими. В некоторых частных случаях задания функций Ф(г) и B(z) решения могут быть получены 18
в аналитической форме, однако таких случаев сравнительно немного, причем большинство из них не соответствует реально осуществимым полям. Рассматривая в следующих главах конкретные типы фокусирующих систем, мы вернемся к вопросу о решении уравнения (1.26) в отдельных частных случаях.
§ 4. Уравнения траекторий в цилиндрических и ква-друпольных системах. Приосевые разложения полей в цилиндрических электрических и магнитных линзах даются формулами (1.12), (1.13) и (1.14). Подставляя эти разложения в уравнение движения (1.2), записанное в декартовой системе координат, и считая в параксиальном приближении, что х' и у' малы по сравнению с 1, а также мало расстояние х от средней плоскости линзы, можно перейти к уравнениям траекторий электронов в параксиальном приближении
/Фй	( ГФЙ О= - J Ф* (г)-
0-36)
»=/^(В’й^+8(г)х').	(1.36а)
Уравнение (1.36а) приводится к виду
ГФ(а)<-/^гв(г)л] = О
и после интегрирования дает

где Ci — постоянная интегрирования.
Подставив это выражение для у' в уравнение (1.36), получим
^ф<г> 4	4)+(4в’ и+4-ф"<24=
2Ф
= -|/^C,S(a).
(1.37)
19
Это линейное неоднородное уравнение второго порядка, общее решение которого выражается через два линейно независимых решения и однородного уравнения
х = Лл\
z
+ Вхг - J [л, (z) х2 (С) - х2 (z) х, (QI X
Zo
1т /Ф,Ф(5)

Если принять для Xi и %2 начальные условия:
•^1 (*о) -- 0» ”^2 (г0) - 1 9
х\(г0) = 1, ^(го) = О, а для хи</: x(zo)=x0, x'(zo)=x'o, y(z0)=y0, y'(z0)=y'0, то можно показать, что
X — Х0Х2
г
J	r V»?
Zo
В (г) x — В (z0) x0 ,	1/ Фо
/ФСг)- + #*> И ф(2)
dz .
Отсюда видно, что в самом общем случае
х = х0 a (z) + х'ор (z) 4- Уд (z), У = У О +	8 (z) 4- х'д (z) 4- z/'ov (г).
Условие фокусировки может быть получено следующим образом: умножим х на v(z), а у—на y(z) и вычтем
xv (г) — ух (г)=х0 (av — 8?) — z/д 4- < (pv — ay).
Если в некоторой плоскости z=Zi
р (z<) v (z,) — a (Zj) Y (Zi) = 0,
то все электроны, вылетевшие из точки %о, f/o будут сфокусированы на прямой
xv (Zi) — УХ (Zi) = х0 (av — 8у) | г=г< — у„-х fa).
20
Более подробно фокусирующие свойства комбинированных цилиндрических линз рассмотрены в [1].
В электростатических линзах при B(z)=0 получим
у=ув+у'^уГ £&dz, Zo
и изображением точки будет линия x=XoX2(Zi) в плоскости z=Zi, где Х1(гг)=0.
Таким образом, цилиндрическая электростатическая линза отображает точку в линию, вытянутую вдоль координаты, от которой потенциал не зависит. Длина линии I определяется угловым раствором пучка электронов, выходящего из точки объекта,
2о
(1.38)
Линейное увеличение в поперечном направлении

(1.39)
Распределение потенциала в квадрупольной электростатической линзе определяется выражением (1.15), подставляя которое в уравнение движения, легко получить в параксиальном приближении уравнения траекторий:
f(z)

(1.40а)
Ч^=о.
(1.406)
Для магнитной квадрупольной линзы, используя формулы (1.16), получим в параксиальном приближении
ф(2)
2е Ф (z) т УФ
(1.41а)
(1.416)
21
Уравнения (1.40) и (1.41) имеют одинаковый вид•* *,т.е. фокусирующие свойства электростатической и магнитной квадрупольных линз идентичны. Достаточно поэтому рассмотреть только один тип линз, например, электростатические.
Уравнения (1.40а) и (1.406) независимы, поэтому независимы и проекции траектории электрона на координатные плоскости. Оба уравнения линейные, дифференциальные, второго порядка, причем зависимость коэффициента при неизвестном от координаты z в обоих уравнениях одна и та же, различен только знак. Можно считать, что f(z)>0, тогда легко видеть что при положительном у у">0, т. е. у' будет возрастать, и электрон, вышедший с оси, будет удаляться от нее. В направлении оси у линза оказывается рассеивающей. Напротив, в направлении оси х при х>0 х" будет отрицательным, х' будет убывать, и если вначале эта производная была положительна, то постепенно она может достигнуть 0 и даже стать отрицательной, тогда х начнет уменьшаться. Поэтому электрон, вышедший с оси, при г достаточно больших положительных значениях §f(z)dz ze будет сфокусирован в направлении оси х и возвращен к оси линзы в некоторой точке z=Zi, где квадрупольная линза создает линейное изображение точки.
Если Xi и Х2—решения уравнения (1.40а), удовлетворяющие условиям:
•*1 (го) = 0 »	-^i (^о)— 1,
•^2 (*о) == 1 9	^2 (^о) === 0,
а у\ и yz — решения уравнения (1.406), удовлетворяющие таким же условиям, то квадрупольная линза создает штриховое изображение в плоскости z2-, если Xi(zi) = 0, При этом поперечное увеличение
М = х2(г<)=^±
(1.42)
* Надо помнить, что в электростатической линзе середина электродов совпадает с координатными осями х и у, а в магнитной линзе середины полюсов расположены на линиях х=±у. 22
Длина линии, изображающей точку, в направлении оси у пропорциональна угловому раствору пучка электронов, исходящих из точки, и равна
— 2^/0 уг (Zj),
(1.43)
а смещение центра этой линии от оси х
У = У0У2 (zt).
(1.44)
§ 5. Электронные линзы. Построение изображений. Кардинальные элементы линз. В предыдущих параграфах рассмотрены основные фокусирующие свойства различных типов электрических и магнитных полей, используемых при фокусировке электронных пучков. Во всех случаях действие фокусирующих полей описывается дифференциальными уравнениями. Но при выборе и проектировании электроннооптических элементов электроннолучевого прибора практически не всегда удобно пользоваться этими уравнениями для анализа свойств систем. В большинстве случаев в общей электроннооптической системе прибора можно выделить отдельные участки, на которых фокусирующие поля оказывают основное действие на электронный пучок, и рассматривать их как отдельные элементы электроннооптической системы. По аналогии со световой оптикой такие простейшие элементы электроннооптической системы, обладающие определенными фокусирующими свойствами, называют электронными линзами.
Электронные линзы имеют общие черты с линзами световой оптики, но во многом от отличаются от них. Во-первых, электронная линза из-за непрерывности электрического и магнитного полей не имеет четких границ и, строго говоря, действие ее простирается до бесконечности. Однако в большинстве случаев вследствие быстрого убывания полей при удалении от создающих их источников можно указать практические границы эффективного действия поля линзы и считать, что вне этой зоны на электроны пучка никакие силы не действуют. Во-вторых, если оптическая линза имеет две преломляющие поверхности, кривизна и положение которых определяют (вместе с показателем преломления стекла) все свойства линзы, то электронная линза действует на движущийся электрон, непрерывно искривляя его траек-
23
торию, которая описывается дифференциальным уравнением. Поэтому анализ свойств электронных линз много сложнее, чем оптических. Наконец, электронные линзы с магнитным полем вызывают поворот изображения и не имеют полной аналогии в световой оптике. Несмотря на все эти различия, для описания действия электронных линз в большинстве случаев можно использовать тот же аппарат, который разработан для стеклянных линз.
Выше было показано, что траектории электронов в параксиальном приближении описываются линейным дифференциальным уравнением второго порядка и могут быть представлены в виде суммы двух решений этого уравнения гх и г2, взятых с произвольными коэффициентами (1.28). Поэтому если рассматривать траекторию электрона, входящего в линзу из —оо параллельно оси, то она представится в виде r=ror2(z). Легко видеть, что в точке, где решение г2 обращается в нуль, пересекутся все траектории электронов, входящих в линзу параллельно оси. Эта точка Fi (рис. 1.2) называется фокусом пространства изображений. Продолжив до пересечения касательные к траектории до входа в линзу и после выхода из нее, найдем точку пересечения С, лежащую в главной плоскости пространства изображения линзы Hi. Главная плоскость пересекается с осью в точке Pi. Расстояние PiFi=fi называется фокусным расстоянием линзы в пространстве изображений. Аналогичным построением траектории, входящей в линзу с противоположной стороны, получим фокус 'пространства объектов Го, главную плоскость HQ и фокусное расстояние fo.
Покажем теперь, что знания указанных кардинальных элементов линзы достаточно, чтобы построить изображение любого предмета, т. е. найти его положение и величину.
Пусть АВ (рис. 1.2,6)—предмет. Проведем траекторию ВС электрона, входящего в линзу параллельно оси. Как было показано, такая траектория пройдет через фокус Fi и точку С в плоскости Hi. Построим теперь траекторию электрона, проходящую через точку В и фокус Fq. После прохождения через линзу она, как показано на рисунке, идет параллельно оси. Поэтому линия DG есть продолжение траектории BFq после выхода 24
из линзы. Так как по определению в плоскости изображения пересекаются все траектории, вышедшие из одной точки объекта, создавая его изображение, то, очевидно, G есть изображение точки В, а так как изображения всех точек плоского предмета лежат в одной плоскости, то изображением точки А будет точка К.
Рис. 1.2. Кардинальные элементы электронных линз: а — определение фокусов и Го и главных плоскостей и Яо; б — построение изображения в линзе.
Таким образом, знание четырех кардинальных элементов линзы: двух фокусов и двух главных плоскостей — позволяет однозначно построить изображение, определив его расстояние от линзы и размер.
Получим основную формулу линзы, показывающую роль фокусных расстояний f0 и fi. Обозначим расстояние объекта от главной плоскости Но АРо=а, а расстояние изображения от плоскости Hi PiK=b. Легко видеть из подобия треугольников, что
Ав _a-f9	KG b-fj
P9D — А»	СР, — Ц ’
25
откуда
а __AB+PtD___AB + KG t b __KG + AB
ft ~ PtD ~ K.G Я ft-----------AB •
а следовательно, _____________________________1 a • b
(1.45)
Из этих же соотношений легко получаются и формулы
Л A для увеличения =
(1.46)
•В электронной оптике использование только что изложенной теории линз имеет очень большое значение, так как, изучив зависимости фокусных расстояний и положения главных плоскостей различных типов линз от их геометрических, электрических и магнитных параметров, можно избавиться при проектировании электроннооптических систем, содержащих такие линзы, от чрезвычайно трудоемких расчетов (численного решения дифференциальных уравнений со сложными коэффициентами) .
В случае применения системы из двух или нескольких линз можно, как это делается в оптике, по карди-на’льпым элементам отдельных линз определить кардинальные элементы системы. Однако в этом случае надо проявлять известную осторожность, так как при перекрытии полей отдельных линз свойства каждой из них изменяются и фокусирующие свойства системы будут отличаться от тех, которые получаются при независимом действии составляющих ее линз.
§ 6. Отклонение электронных пучков. Электростатические и магнитные отклоняющие поля имеют основную составляющую, направленную перпендикулярно к оси пучка. В ряде случаев в зоне действия отклоняющего поля одновременно присутствует и фокусирующее магнитное поле. Поэтому рассмотрим отклонение электронного пучка в наиболее общем случае одновременного действия осесимметричного фокусирующего магнитного поля, отклоняющего электростатического поля и 26
отклоняющего магнитного поля. При этом отклоняющие поля будем считать имеющими две основные составляющие по осям х и у. Ограничиваясь в этом параграфе случаем малых отклонений, будем считать х, у, х' и у' малыми. Подставив разложения (1.9), (1.18) и (1.19) в уравнение движения (1.2), записанное в декартовой системе координат, ограничившись только первыми степенями выбранных малых величин х, у, х' и у' и перейдя от переменной t к переменной z по формуле
получим уравнения траекторий для идеального отклонения
*" = -^Вгй +	- |g -4-
(1-47)
у"=t\x’BZo — 7iBX0 —	цхВ'^,
Здесь т)= у "2тФ '9 а инДекс 0 означает, что величины составляющих полей берутся на оси z. Потенциал Фо в области отклонения считается постоянным.
Последний член в обоих уравнениях (1.47) обычно мал по сравнению с остальными, так как в области отклонения пучка углы его наклона к оси растут быстрее, чем расстояния от оси. Кроме того, в случае, например, телевизионных передающих трубок суперортикон или видикон, где поля фокусировки и отклонения полностью перекрываются, изменения магнитного фокусирующего поля невелики, т. е. B'zq<BzQ. При частичном перекрытии полей малы и Bzq и B'zq в зоне отклонения. Поэтому в первом приближении в уравнениях (1.47) можно отбросить последние члены, учтя их влияние, если это необходимо, в виде поправки.
В этом случае уравнения (1.47) легко интегрируются и формулы для траекторий принимают следующий вид:
(1.48)
27
где
Р=\ cos6(z)dz;
о
2
7? = JsinE(z)dz; о
2	2
Тх= [ dz J [ ЧВЯО (С) + Sin ДЕ#; О о
Z 2
Qx = У dz^ |уяо (С) + cos ДЕ dt. О о
Е (г) = •>] J Bzo (г) dz-, ДЕ = Е(г) — Е(С).
О
(1-49)
Функции Ту и Qv получаются из Тх и Qx заменой 4^x0 + 257 на "Ч^ио — 2ф~‘
При необходимости учета влияния последних членов уравнений (1.47) получим
X = хй (1 + А) - уаВ + х'о (Р + Д Р) -
- у'й (/? + Д7?) + Тх + Д7\ + Qv + AQ„
(1.50)
£/ = х0В+1/0(1 + Д) + <(/? + Д/?) + + f/o (Р + ДА>) + Ту + ^Ту -Qx- Д(2Ж, где введены дополнительные обозначения:
л__ 1
я 2
sin AEdC,
2	2
В = -X- iq f dz С В'гй (С) cos ДЕбК, м	I	1
6	6
2	2
О о
28
B'zo (0 [/? cos де+р sin де] л,
(1.51)
C dz C ffzo (C) [/? sin Д6 — P cos Д6] dC, 0	0
w=-
z z
jB'zo (C) sin Д5 — Qx cos Д5] dC,
&Qx =----dz
о 0
fi'zo (0 [7\ cos ДЕ 4- Qx sin Д5] dC,
a ЬТУ и &Qy получаются заменой Tx и Qx на Ту и Qv.
Если отклонение происходит при отсутствии фокусирующего поля, то в формулах (1.49) надо положить Bzo—Q. При этом легко получим £ (z) - 0, P=z, R = 0, ТХ=ТУ= = 0, а
Z Z о о z z
O* = p2f [ Л (9 -О о
После этого формулы (1.48) принимают вид
Z Z	Z Z
dz f Ехо (0 dC,
0	0	0	0
z ?	z z
Эти формулы совпадают с хорошо известными формулами идеального отклонения пучка, которые приводятся во всех книгах по электронной оптике.
На практике применяются либо чисто магнитные отклоняющие системы [тогда в формулах (1.49) и (1.52) следует положить Ех0 = Еуо=0], либо чисто электрические (тогда Вхо=Вуо=0). Изредка применяются сме-
29
шанные системы, когда отклонение по одной оси производится магнитным полем, а по другой — электростатическим.
Приведенные в этом параграфе формулы позволяют рассчитать малые (идеальные) отклонения электронного пучка для всех встречающихся на практике случаев.
§ 7. Аберрации фокусировки и отклонения. В предыдущих параграфах рассматривались фокусировка в параксиальном приближении и идеальное отклонение. В параксиальном приближении все электроны, вышедшие из одной точки предмета, фокусируются в точку в плоскости изображения, отклонение не искажает фокусировки пучка и пропорционально величине отклоняющего поля (току в отклоняющих катушках или разности потенциалов отклоняющих пластин). Однако, строго говоря, параксиальное приближение соответствует бесконечно малым расстояниям электронов пучка от оси и углам наклона их траекторий относительно нее. В действительности эти величины хотя и малы, но конечны, и в реальных приборах не считаться с ними нельзя, так как они приводят к искажению изображения при фокусировке, к появлению дополнительных искажений фокусировки пучка при отклонении и к нарушению пропорциональности между отклонением и отклоняющим полем. Эти искажения фокусировки и отклонения называются геометрическими аберрациями фокусировки и отклонения соответственно.
Кроме геометрических аберраций, которые получили такое название, так как определяются геометрией пучков и полей, в электроннооптических приборах имеются еще и хроматические аберрации, вызванные различиями в энергиях электронов, образующих изображение.
Аберрации обычно измеряют величиной отклонения действительной траектории электрона от траектории, рассчитанной в параксиальном приближении:
Дх — х Xj, ку=у — У1.
(1.53)
Здесь индексом 1 обозначена параксиальная траектория.
Для вычисления аберраций необходимо подставлять в уравнение движения (1.2) выражения для полей фо-30
кусировки и отклонения с учетом высших членов разложения в ряд по расстояниям от оси, а при переходе к уравнениям траекторий учитывать, что
dz
Hi
/ 2е V (х, у» г)
V т 1+ (*')* +(Л2 »
(1.54)
а не
^-=1^
dt г т 4 '
При этом радикалы в (1.54) разлагают в ряды по степеням х' и у\ х и у. В результате в уравнениях траекторий появляются члены различной степени малости по х, У, У'.
Как видно из § 2, в разложениях по степеням х, у для всех применяемых в электроннолучевых приборах полей из-за условий симметрии содержатся либо только четные, либо только нечетные степени, причем эти поля так входят в уравнения траекторий, что в последних оказываются только нечетные степени малых величин [4]. Параксиальное приближение соответствует сохранению в уравнениях траекторий только членов первого порядка. Если в уравнениях траекторий сохраняются члены до третьего порядка, то траектория, вычисленная в этом приближении, называется траекторией третьего порядка и после подстановки ее в выражения (1.53) получаются величины аберраций третьего порядка. При таком прямом способе вычисления аберраций требуется вычислять с большой точностью как параксиальную траекторию, так и траекторию третьего порядка, причем последняя является решением нелинейного дифференциального уравнения. Значительно удобнее, учитывая малосгь членов третьего порядка в уравнениях траекторий, подставить в эти члены вместо неизвестных решения параксиального уравнения, после чего уравнение для траектории третьего порядка превращается в линейное неоднородное дифференциальное уравнение. Подставив в это уравнение выражение (1.53) и учтя уравнение для параксиальных траекторий, можно получить уравнение непосредственно для вычисления аберрации третьего порядка, которое значительно проще исходного и не требует столь точного решения. Этот метод расчета аберраций называется методом траекторий. Ана-
31
логично, сохраняя в уравнениях траекторий члены более высоких порядков, можно найти аберрации 5-го, 7-го и т. д. порядков. Однако при относительно малых углах наклона и расстояниях от оси аберрации третьего порядка играют основную роль и именно их надо исправлять и учитывать в первую очередь. Поэтому обычно ограничиваются рассмотрением геометрических аберраций только третьего порядка.
Полная геометрическая аберрация третьего порядка образует в плоскости фокусировки пятно рассеяния сложной формы, анализировать причины возникновения которого очень трудно. Обычно в электронной оптике для анализа аберраций их классифицируют по зависимости от положения точки объекта и координат пересечения траектории с плоскостью диафрагмы. В большинстве электроннолучевых приборов отсутствует диафрагма, ограничивающая угол раствора пучка. В таких электроннооптических системах положение траекторий задается начальной точкой в предметной плоскости (х0, Уо) и углом наклона ее к оси (х'о и у'о). Связь между аберрациями в электроннооптических системах с диафрагмами и без диафрагм подробно изложена в [3].
Мы будем классифицировать аберрации в системах без диафрагм по зависимостям их от хо, Уо, х'о и у'о, используя для этих аберраций те же названия, которые приняты в теории аберраций систем с диафрагмами. При этом, однако, необходимо помнить, что при одинаковой форме фигур аберраций зависимости аберрационных коэффициентов от фокусирующих полей существенно различаются [3]. Аберрация, не зависящая от х0 и у0 и пропорциональная третьей степени начального угла наклона траектории к оси, называется сферической аберрацией фокусировки. Эта аберрация возникает вследствие того, что силы, воздействующие на электроны в фокусирующих полях, возрастают не пропорционально расстоянию от оси, а быстрее. Кроме того, электроны, наиболее удаленные от оси, движутся под большими углами к оси, а следовательно, с меньшей осевой составляющей скорости, поэтому они дольше, чем приосевые электроны, подвергаются действию фокусирующих сил. В результате этого электроны, вышедшие под большими углами к оси, фокусируются раньше, чем приосевые электроны (рис. 1.3). В плоскости изображения возникает пятно рассеяния 32
сферической аберрации, имеющее форму круга, радиус которого
•	(1.55)
где ССф — коэффициент сферической аберрации.
Этот коэффициент может быть вычислен, если известны распределения Ф(г) и В (г):
С 1/жГ5 (ф" । ф' r't ф,аУ !
ф 1бугф(г0)J ИФ[ 4 \Ф + Ф г, —Ф»У + «О
Так как подынтегральное выражение в этой формуле всегда положительно, то коэффициент Ссф всегда имеет один и тот же знак и можно показать, что его в принципе нельзя сделать равным нулю при конечных величинах фокусирующих полей.
Рис. 1.3. Образование кружка размытия сферической аберрации:
1 — параксиальная траектория; 2 — крайняя траектория пучка; р0—плоскость Гаусса; Pi — плоскость наименьшего сечения пучка.
Сферическая аберрация является единственным видом геометрических аберраций, не зависящим от положения точки предмета относительно оси. Поэтому при малых размерах предмета, что всегда имеет место при фокусировке электронных пучков, сферическая аберрация является наиболее существенной.
3—2726	33
Аберрация, пропорциональная первой степени расстояния точки объекта от оси и квадрату угла наклона траектории к оси, называется комой. Форма пятна рассеяния при наличии комы имеет вид, показанный на рис. 1.4. При фокусировке электронных пучков кома появляется только в случае нарушений соосности, когда объект фокусировки оказывается смещенным с оси фокусирующей системы.
Рис. 1.4. Аберрация комы:
/ — осевая траектория пучка; 2 и 3 — меридиональные траектории, имеющие угол Yi с осевой траекторией; 4 и 5 — сагиттальные траектории с тем же углом; At — окружность, образованная конусом траекторий с углом раствора Yp ^тах — окружность, образованная конусом траекторий с максимальным углом раствора.
Аберрационный член, пропорциональный квадрату смещения точки объекта относительно оси и первой степени угла наклона траектории, содержит два вида искажений: астигматизм и кривизну поля изображения. Астигматизм проявляется в том, что электроны, вышедшие из точки объекта с начальными скоростями, лежащими в разных плоскостях, испытывают различное фокусирующее действие и собираются в фокус на разном расстоянии. Благодаря этому пучок электронов, вышедший из одной точки, нигде вновь в точку не собирается, а образует на разных расстояниях от объекта два штриховых фокуса, между которыми 34
имеется одно круглое поперечное сечение пучка (рис. 1.5). При наличии только астигматизма это сечение лежит в плоскости изображения. Кривизна поля изображения проявляется в том, что эти сечения пучка располагаются на поверхности вращения, касающейся плоскости изображения в центральной точке. При этом оптимальная фокусировка протяженного объекта получается на кривой поверхности, а в плоскости изображе-
Рис. 1.5. Образование астигматизма при фокусировке:
/ — осевая траектория пучка; 2 и 3 — меридиональные траектории; 4 и 5 — сагиттальные траектории.
ния каждая точка изображается пятном размытия в виде эллипса. Астигматизм фокусировки третьего порядка и кривизна поля при фокусировке электронных пучков, так же как и кома, не являются существенными видами аберраций.
Последний вид аберраций фокусировки — дисторсия, зависящая только от положения точки объекта, не нарушает резкости изображения, а только искажает его форму. При фокусировке электронных пучков дисторсия не имеет никакого значения.
При нарушении симметрии фокусирующих полей возникают ошибки изображения более низкого порядка, чем третий. Поэтому даже при узких пучках эти ошибки фокусировки могут проявляться очень сильно. Наиболее важным при фокусировке электронных пучков является осевой астигматизм, проявляющийся так
35
же, как и астигматизм третьего порядка, но не исчезающий на оси системы и пропорциональный только первой степени угла наклона траектории к оси. Осевой астигматизм вызван тем, что при нарушении осевой симметрии поля в приосевой области силы, которые действуют на электроны, двигающиеся в разных меридиональных плоскостях, оказываются различными и пучок фокусируется в штрих в одной плоскости z и в штрих, перпендикулярный первому, в другой плоскости. Наличие осевого астигматизма является очень существенным недостатком фокусирующей системы.
Как уже указывалось, кроме геометрических аберраций фокусировки имеется хроматическая аберрация. Она пропорциональна относительному разбросу энергий электронов, проходящих через фокусирующее поле:
Д^хр = Схр -ф-,	(1.56)
где 8 — разброс начальных энергий электронов.
Хроматическая аберрация, как и сферическая, не зависит от положения точки предмета и проявляется также на оси. Колебания электрического потенциала и магнитного поля за счет нестабильности источников питания проявляются так же, как и разброс начальных энергий.
Аберрации отклонения удобно рассматривать, считая, что в отклоняющую систему входит пучок, сфокусированный в точку в центре экрана (плоскости изображения). Можно также считать, что ось пучка совпадает с осью отклоняющего поля. При таких условиях аберрации отклонения можно классифицировать по виду зависимости от угла раствора пучка со и угла отклонения а. В обычно применяемых симметричных системах существуют следующие виды аберраций отклонения. Аберрация отклонения, пропорциональная кубу угла отклонения а3 и, следовательно, не зависящая от угла раствора пучка со, называется дисторсией. При наличии дисторсии не нарушается фокусировка пучка, а только искажается форма растра. При электрическом или магнитном отклонении, происходящем отдельно от фокусировки, дисторсия приводит к отклонению пятна на плоском экране от его положения, рассчитанного в прибли-36
жении идеального отклонения, в радиальном направлении от центра экрана на величину
Дгд — Ада3.
(1.57)
Коэффициент дисторсии Ад может быть положительным, тогда появляются подушкообразные искажения растра (рис. 1.6,а), или отрицательным, тогда появляются бочкообразные искажения растра. Коэффициент дисторсии полностью определяется формой распределения отклоняющего поля. При отклонении двумя
а)
б)
Рис. 1.6. Тиды геометрических искажений при отклонении: а — подушка; б — смешанный тип.
парами пластин или отклоняющих катушек, имеющими разную форму поля, коэффициенты дисторсии при отклонении в разных направлениях могут быть различными, что приведет к разного типа искажениям по двум направлениям. Пример такого искажения растра приведен на рис. 1.6,6.
В случае магнитного отклонения пучка и одновременной его фокусировки кроме обычной дисторсии появляется еще один тип искажения — анизотропная дисторсия. При анизотропной дисторсии прямые линии, в том числе проходящие через центр растра, искривляются в виде буквы S, поэтому этот вид аберраций отклонения называют еще S-искажениями (см. гл. 6).
Аберрации отклонения, зависящие от угла отклонения а во второй степени и угла раствора пучка ш в первой степени, приводят к искажению формы пятна на экране трубки при отклонении и называются астигматизмом и кривизной поля. Эти аберрации в основном определяют размер пятна на экране трубки, а следо-37
вательно, и ограничивают разрешающую способность трубок.
Различают два вида астигматизма — изотропный и анизотропный. При наличии только изотропного астигматизма пятно на экране трубки имеет форму эллипса, оси которого направлены по осям х и у. Эллипс возникает вследствие неодинакового воздействия отклоняющего поля на различные траектории пучка. Лучи,
Рис. 1.7. Образование изотропного астигматизма при отклонении.
первоначально лежащие в плоскости yz (меридиональные лучи /, 3), и лучи, лежащие в плоскости xz (сагиттальные лучи 2 и 4), имеют разные точки пересечения с осью отклоненного пучка (рис. 1.7).
Сечения пучков в плоскостях, проходящих через точки пересечения меридиональных и сагиттальных траекторий с осью пучка, представляют собой черточки, называемые сагиттальным и меридиональным фокусами соответственно. Поверхности, на которых располагаются фокусы при разных углах отклонения, называются сагиттальной и меридиональной поверхностями. Черточки сагиттального и меридионального фокусов взаимно перпендикулярны и ориентированы по осям х и у. Все другие сечения пучка имеют форму эллипса. Только на одной поверхности сечение пучка превращается в окружность. На этой поверхности наблюдается наи-38
более резкая фокусировка одновременно в обоих направлениях. Геометрическое место этих сечений пучка получило название поверхности средней кривизны.
При наличии только анизотропного астигматизма первоначально точечное пятно превращается на экране трубки в круг. При этом пучки превращаются в черточку не на двух, а на одной поверхности, и этот фокус повернут на угол 45° относительно осей х и у (рис. 1.8).
Рис. 1.8. Образование анизотропного астигматизма при отклонении.
Анизотропный астигматизм исчезает на осях х и у, следовательно, при отклонении в одном направлении анизотропный астигматизм отсутствует.
При отклонении в двух направлениях могут присутствовать оба вида астигматизма; тогда пятно на экране имеет форму эллипса, оси которого во всех точках растра, кроме линий, совпадающих с осями х и у, повернуты на угол 6 относительно последних.
Под астигматизмом обычно понимают величину
W 1/рм и 1/рс — кривизна меридиональной и сагиттальной поверхностей соответственно.
Полусумма
Рср 2 рм
(1.58)
39
определяет поверхность средней кривизны, причем наличие анизотропного астигматизма не влияет на ее кривизну. Астигматизм исчезает, если меридиональная и сагиттальная поверхности совпадают. При этом отклоненный пучок фокусируется в точку на поверхности средней кривизны. Вследствие несовпадения поверхности средней кривизны с поверхностью экрана
Рис. 1.9. Образование комы при отклонении.
наблюдается расфокусировка пятна на его поверхности. Этот вид аберрации называется кривизной поля.
Аберрация отклонения, пропорциональная углу отклонения а и квадрату угла раствора пучка со, называется комой. Образование комы для траекторий с одним значением <о показано на рис. 1.9. Меридиональные траектории /, 3 пересекают осевую траекторию в разных точках на расстоянии 1Х и /з от экрана и пересекаются между собой на экране в самой удаленной от осевой траектории точке аберрационной кривой, являющейся эллипсом. Сагиттальные траектории пересекаются на экране в самой ближней к осевой траектории части эллипса. Размер эллипса и смещение его от осевой траектории пропорциональны со2, а так как в пучке имеются все углы наклона от нуля до (от, то полное пятно размытия комы имеет вид «запятой» 40
с вершиной в точке попадания на экран осевой траектории.
В случае нарушения условий симметрии отклоняющих полей при отклонении возникают аберрации второго порядка, которые могут быть очень существенными. Однако эти аберрации можно устранить, тщательно изготовляя отклоняющие устройства. Наконец, надо еще отметить, что при несовпадении осей пучка и отклоняющего поля проявляются дополнительно аберрации отклонения третьего порядка, зависящие от начального положения траектории на входе в отклоняющее поле. Эти аберрации могут приводить к большим и не симметричным относительно центра растра искажениям пятна, однако эти искажения не принципиальны и могут быть устранены при точной юстировке всей электроннооптической системы прибора.
Электростатические фокусирующие системы
§ 1. Типы электростатических линз. В подавляющем большинстве электроннолучевых приборов необходимо сфокусировать конический расходящийся электронный пучок в кружок возможно меньшего диаметра. Структура фокусирующего поля может быть достаточно сложной, и образовано оно может быть достаточно большим числом электродов различной конфигурации. Для анализа свойств такого сложного поля его обычно разбивают на несколько наиболее простых элементов, каждый из которых обладает фокусирующими свойствами. Такие элементы называют электростатическими линзами. Поле электростатической линзы может быть образовано двумя или более электродами, имеющими разные потенциалы.
Если все электроды линзы являются телами вращения и оси их совпадают, то ее электрическое поле имеет симметрию вращения. Такие линзы называют осесимметричными. Они находят наиболее широкое применение в электроннолучевых приборах, так как фокусируют пучок в круглое пятно.
Осесимметричные электростатические линзы подразделяют на типы в зависимости от характера изменения потенциала в окружающем линзу пространстве (т. е. от изменения скорости электронов при прохождении линзы). Простейшей линзой является электрод с круглым отверстием, к которому с обеих сторон прилегают области с однородным полем, имеющим разную 42
величину справа и слева от электрода (рис. 2.1). Такая линза называется диафрагмой. Надо отметить, что диафрагма как таковая в качестве линзы практически не применяется, но является составной частью многих вариантов линз. Действие диафрагмы сравнительно хорошо изучено, и поэтому целесообразно рассматривать ее как самостоятельный тип линзы. Вторым типом линзы является двухэлектродная линза, потенциал
Рис. 2.1. Распределение потенциалов около одиночной плоской диафрагмы, находящейся в однородном поле:
а) Е1<0; Е2<0; б) Ei>0; Е2<0.
справа и слева от которой различен. Линзы такого типа называют бипотенциальными или иммерсионными. Последнее название вызвано известной аналогией таких линз со световыми оптическими системами, в которых объект погружен (immerse) в среду с показателем преломления, отличным от воздуха.
Иммерсионные линзы могут иметь электроды различной формы. Некоторые из возможных конструкций таких линз схематически показаны на рис. 2.2. В зависимости от того, какой из электродов иммерсионной линзы имеет более высокий потенциал, различают ускоряющую и замедляющую иммерсионные линзы.
Третьим типом электростатической осесимметричной линзы является одиночная линза, отличающаяся тем, что потенциал по обе стороны от нее одинаков. Таким образом, энергия электронов на выходе из линзы такая же. как и при входе в нее. Внутри линзы потен
43
циал может быть как больше внешнего—«ускоряющая» одиночная линза, так и меньше внешнего—«замедляющая» одиночная линза.
Одиночная линза образуется тремя электродами: два внешних имеют одинаковый потенциал, а внутренний—отличный от них. Конструктивнее выполнение электродов одиночных линз может быть самое различное, некоторые возможные конструкции электродов схематически показаны на рис. 2.3. Если крайние электроды линзы одинаковы и расположены на равном
Рис. 2.2. Различные виды иммерсионных линз.
расстоянии от среднего, то линзу называют симметричной, в противоположном случае — несимметричной.
Отметим особый случай: если средний электрод одиночной линзы имеет потенциал катода, то фокусирующие свойства линзы не зависят от потенциала внешних электродов. Одиночную линзу, работающую в таком режиме, называют однопотенциальной.
В отдельных случаях необходимо получить не круглое пятно, а вытянутое в одном направлении — штрих. Такая фокусировка может быть получена с помощью двух других типов линз: цилиндрических и четырехполюсных.
Цилиндрические электростатические линзы образуют поле, потенциал которого имеет плоскость симметрии и не зависит от одной из прямоугольных координат. Такие поля создаются системами электродов, имеющих форму пластин, или щелевыми диафрагмами. Поперечные сечения систем электродов различных видов ци-44
линдрических линз не отличаются от сечений аксиально-симметричных линз (рис. 2.2 и 2.3). Вдоль оси перпендикулярной плоскости рисунка, форма системы электродов не изменяется, поэтому и потенциал не зависит от координаты у. Плоскость ух является плоскостью симметрии потенциала для всех типов цилиндрических линз. Цилиндрические линзы делят на такие же типы, как и осесимметричные: щелевая диафрагма,
о)
Я
0)
Рис. 2.3. Различные виды одиночных линз.
цилиндрическая иммерсионная линза и цилиндрическая одиночная линза.
В четырехполюсной электростатической линзе потенциал имеет две взаимно перпендикулярные плоскости симметрии и две плоскости антисимметрии, расположенные к ним под углом 45°. Простейший пример системы электродов, образующих квадрупольную линзу, показан на рис. 2.4. Это четыре шарика, расположенных в углах квадрата и заряженных так, что два шарика на одной диагонали имеют один потенциал, а два шарика на другой диагонали — другой. Четырехполюсные электростатические линзы могут быть образованы четырьмя одинаковыми электродами и любой другой
45
формы, но также попарно одинаково заряженными и расположенными. Протяженность электродов вдоль оси системы может быть любой (но, конечно, одинаковой для всех четырех электродов линзы).
Цилиндрические и четырехполюсные линзы могут применяться не только для создания штрихового пятна, но и для исправления некоторых типов искажений при фокусировке осесимметричными линзами.
Рис. 2.4. Распределение потенциалов в перпендикулярной к оси плоскости четырехполюсной линзы с электродами в виде шариков.
§ 2. Параксиальные свойства осесимметричных линз. Параксиальные свойства электростатических линз: связь между положением объекта и положением изображения, увеличение этого изображения — обычно полностью определяются заданием кардинальных элементов линзы: положений главных плоскостей и величин фокусных расстояний. Такое описание линзы, однако, становится невозможным для сильных линз *, когда либо объект, либо изображение находятся в поле линзы. При фокусировке пучков в электроннолучевых прибо-
* В сильных линзах фокусное расстояние одного порядка или меньше протяженности фокусирующего поля.
46
pax такие сильные линзы практически не употребляются.
Для того чтобы найти кардинальные элементы линзы расчетным путем, нужно определить распределение потенциала в линзе при заданной форме электродов и потенциалах на них, а затем проинтегрировать уравнение параксиальных траекторий при этом распределении потенциала. Для большинства практически применяемых конструкций электродов линз уже первая часть задачи оказывается разрешимой лишь с помощью трудоемких численных методов, позволяющих получить не аналитическую зависимость, а численные данные для конкретных размеров и потенциалов. В остальных случаях, как правило, встречаются значительные трудности при интегрировании уравнения траекторий. Практически в этих случаях удается получить зависимости кардинальных элементов от конструкции и потенциалов в приближении «короткой» линзы (протяженность поля линзы много меньше фокусного расстояния).
При конструировании электроннолучевого Прибора обычно приходится решать обратную задачу: какие электроды линзы надо выбрать, чтобы при приемлемых величинах потенциалов на них обеспечивалась в заданной плоскости фокусировка объекта с возможно меньшим увеличением. Такую задачу расчетными методами решить еще сложнее.
Поэтому при конструировании электроннолучевого прибора тип линзы, ее конструкцию и основные размеры выбирают, основываясь на анализе накопленных результатов теоретических и экспериментальных исследований линз разных типов и конструкций.
Диафрагма. Электрическое поле плоской диафрагмы с круглым отверстием, находящейся в однородном поле (рис. 2.1), может быть найдено сравнительно легко. Если потенциал диафрагмы Vo, радиус отверстия в ней /?, напряженность однородного поля слева от диафрагмы £ь а справа £2, то распределение потенциала в цилиндрических координатах будет
V (Г, г) = Уо + 4 (£, - £,) |z| (arctg ц+ -
47
Здесь
р. = —4 /z2 + г2 — R2 +/(z2 + г2 — У?2)2 + 4z2/?2. (2. la)
Распределение потенциала существенно зависит от того, имеют ли £*1 и £2 одинаковый или разный знаки. В первом случае потенциал вдоль оси изменяется монотонно (или возрастает, или убывает), а в меридиональной плоскости г, z имеется особая кривая в виде полуэллипса (рис. 2.1,а), на которой потенциал равен потенциалу самой диафрагмы. Во втором случае на оси имеется особая точка, в которой осевое распределение потенциала достигает максимума или минимума; эта точка будет седлообразной точкой поля (рис. 2.1,6).
Положив в формуле (2.1а) г=0, получим потенциал на оси диафрагмы с круглым отверстием
ф (Z) = Vo + 4 (Et - £2) (1 + JL arctg -i-) -
1
2
(^ + ^2.
(2.2)
Следует заметить, что потенциал в центре отверстия диафрагмы никогда не может быть равен потенциалу электрода
ф(0)=Уо+4<£*-^)- М
Во многих случаях диафрагма устанавливается в электроннооптической системе как элемент, ограничивающий диаметр пучка (например, диафрагма в аноде электронной пушки). При этом напряженность поля с обеих сторон диафрагмы различна.
В этих случаях диафрагма работает как «короткая» линза и ее оптическую силу можно с достаточно хорошей точностью найти по формуле [4].
1	1 Е1 — Е2
f9~ ti~ 4Ф(0)
(2.4)
Хотя эта формула выводится при очень грубых предположениях (потенциал представляется ломаной линией, а расстояние электрона на оси в поле диафраг-48
мы считается постоянным), она дает удовлетворительную точность.
Из формулы (2.4) видно, что в зависимости от знака разности Е\—Е% фокусные расстояния могут быть как положительными, так и отрицательными, т. е. диафрагма может быть либо собирающей линзой, либо рассеивающей.
Иммерсионные электронные линзы. Наиболее часто иммерсионные линзы выполняются в двух конструктив-
Vo=-io	Vj-io
Рис. 2.5. Распределение потенциалов в иммерсионной линзе из труб равных диаметров.
ных видах: трубчатые (рис. 2.2,а, б) и диафрагменные (рис. 2.2,г, д). В обоих случаях линза может быть как симметричной [трубы или диафрагмы одинакового радиуса (рис. 2.2,а, г)], так и несимметричной (рис. 2.2,6, д). Реже используются линзы из электродов разнородной формы (рис. 2.2,в, е).
Распределение потенциалов в иммерсионной линзе из двух труб одинакового диаметра показано на рис. 2.5. Как видно из этого рисунка, потенциал на оси линзы изменяется монотонно от потенциала первого до потенциала второго электрода линзы. Эквипотенциальные поверхности в одной половине линзы искривлены в одну сторону, а в другой — в противоположную. Такой характер поля сохраняется во всех иммерсионных линзах. Часть поля линзы, прилегающая к низковольтному электроду, всегда оказывает собирающее действие на электроны, так как в этой части поля сила, действующая на электрон, направлена к оси. В то же время часть линзы, прилегающая к высоковольтному электроду, оказывает рассеивающее действие. Таким образом, иммерсионная линза эквивалентна сочетанию 4—2726	49
двух линз — собирающей и рассеивающей. Однако из-за того, что рассеивающая часть линзы соответствует области с более высоким потенциалом (где более высокая скорость электронов), она всегда оказывает более слабое действие на электрон, чем собирающая часть. Поэтому в целом иммерсионная линза всегда оказывается собирающей.
На рис. 2.6 показана форма траекторий электронного пучка в иммерсионной линзе и построены главные плоскости. Видно, что обе главные плоскости смещены
Рис. 2.6. Траектории электронов в иммерсионной линзе. Пунктирной линией отмечена средняя плоскость линзы (V0<Vi).
от средней плоскости линзы в сторону низковольтного электрода и поменялись местами (перекрещены).
Оптическая сила линзы зависит от отношения потенциалов электродов Vo/Vi. При равенстве потенциалов оптическая сила равна нулю. Если потенциал низковольтного электрода Vo становится отрицательным относительно катода, то линза превращается в зеркало. В электроннолучевых приборах иммерсионные линзы в режиме отражения не используются. При очень большой разности потенциалов Vo и Vi преломляющее действие линзы велико и электроны, входящие в линзу параллельно оси, могут пересекать ось в пределах эффективного поля линзы и далее подвергаться ее действию. По мере уменьшения разности потенциалов, т. е. при приближении Vo/Vi к единице, преломляющее действие линзы ослабевает и фокусное расстояние становится значительно большим, чем протяженность эффективного поля линзы. Линза, работающая в таком режиме, называется «короткой». В электроннолучевых яо
приборах иммерсионные линзы обычно используются именно в таком режиме.
В «короткой» линзе можно приближенно считать, что расстояние электрона от оси в пределах поля линзы не изменяется и в этом приближении проинтегрировать уравнение траекторий. Таким способом для фокусных расстояний «короткой» иммерсионной линзы получены выражения [4]
fi 16 \&i J J \	’
(2.5)
f. is / J lф)
—00
а для положения главных плоскостей
где Фо и Фг- равны потенциалам первого и второго электродов.
Практически в большинстве случаев точность формул (2*5) и (2.6) вполне удовлетворительна, однако для их использования необходимо знать распределение потенциала, которое создается электродами линзы. Как уже сказано, найти это распределение потенциалов обычно весьма сложно.
4*
И
Во многих работах рассматриваются иммерсионные линзы из двух труб одинакового радиуса ([6, 7, 8, 9] и др.).
Распределение потенциала вдоль оси в такой линзе хорошо аппроксимируется формулой
Ф(г) = 2Ц12_Г1 + 1^11Ьо>-£
(2.7)
где Vo и Vi — потенциалы электродов линзы; y=V/o/Vi, а коэффициент со = 1,318.
Уравнение траекторий (1.26) при потенциале вида (2.7) не интегрируется, но, используя некоторые приближения [10], можно показать, что с хорошей степенью точности кардинальные элементы такой линзы вычисляются по формулам:
(2.8)
In у 1 — у
ZHt 4^	1 Y + 1
-ЗГ^М-1
(2.9)
__In у у 1/4 — 1
гНо 4й 1	1
Т ТТЛ М-1
Эти формулы пригодны при условии, ЧТО 0,1 <Y< 10.
Для практических целей удобно пользоваться графиком рис. 2.7 [11], связывающим между собой расстояние от объекта до средней плоскости линзы р и расстояние от средней плоскости линзы до изображения q в двухцилиндровой линзе. На этом графике построено семейство кривых q=f (р) при различных отношениях потенциалов Vi/Vo и проведены линии постоянного увеличения М. С помощью этого графика легко определить как соотношение потенциалов, так и увеличение при заданных размерах линзы (/?) и положении предмета и изображения.
52
Ширина зазора между электродами линзы на ее параксиальные свойства влияет слабо (даже при зазорах порядка радиуса труб).
Иммерсионные линзы из труб разного радиуса исследованы значительно меньше. Расчеты в этом случае сильно затруднены, ибо уравнение Лапласа для потенциала решается аналитически весьма сложно. Имеется

P/R
Рис. 2.7. Зависимость q/R от p/R для иммерсионной линзы из труб равных диаметров:
q — расстояние от объекта до средней плоскости линзы; р — расстояние от изображения до средней плоскости линзы.
ряд экспериментальных данных в работах [11, 12]. Некоторые данные по таким линзам представлены графически на рис. 2.8, 2.9 и 2.10. Следует отметить, что на свойства линзы значительно сильнее влияет уменьшение диаметров низковольтного электрода, чем высоковольтного. Для линз, состоящих из двух труб, фокусное расстояние изменяется почти пропорционально изменению диаметра низковольтного электрода.
Иммерсионная линза из двух диафрагм, расположенных на расстоянии d, в грубом приближении может рассматриваться как две отдельные диафрагмы. В том же приближении, что и формула (2.4) для одиночной диаф-
53
рагмы, получаем для фокусных расстояний формулы
(2.10)
и для координат главных плоскостей — формулы
_ < 4d
%— °	3 V,—V/
Z ---CL---------5__
Но U 3
где а и b — координаты диафрагм с потенциалами Vo и Vi соответственно.
Формулы (2.10) и (2.11) тем точнее, чем больше расстояние d по сравнению с радиусами отверстий диа-
Рис. 2.9. Зависимость положения фокусов и фокусных расстояний трубчатой линзы при /?2
^Г“=1,5 от отношения напряжений.
отыошения напряжений.
54
асстояний
Рис. 2.10. Зависимость положения фокусов и фокусных расстояний трубчатой линзы при	от
отношения напряжений.
фрагм. При расстояниях d, меньших диаметра отверстий диафрагм, эти формулы дают ошибки.
Одиночные линзы. Одиночные линзы как при потенциале среднего электрода ком, чем потенциал крайних электродов Vi, так и при V2<Vi. Если, как обычно, потенциал отсчитывается от катода, то оптическая сила линзы зависит только от отношения потенциалов. При V2=Vi собирающее действие линзы отсутствует. Чем больше отношение потенциалов отличается от единицы, тем больше преломляющая сила линзы.
Характер распределения потенциала в одиночной линзе, состоящей из трех диафрагм, показан на рис. 2.11. При V2<Vi, как видно из рисунка, потенциал на оси в центре линзы имеет минимум, но по мере удаления от оси в средней плоскости линзы потенциал уменьшается, поэтому точка минимума осевого распределения потенциала является седлообразной точкой пространственного его распределения. При V2>Vi
имеется седлообразная точка распределения потенциала, но соответствующая максимуму осевого распределения. На рис. 2.11 показано и направление сил электрического поля, действующих на электрон в различных точках линзы. Видно, что в показанном на рисунке случае И2<1Л»
существенные
могут работать V2, более высо-
в центре линзы также
в краевых частях линзы электрон отклоняется от оси, а в средней части линзы — наоборот. Таким образом, одиночная линза при V2<Vi состоит из двух крайних рассеивающих участков и одного среднего собирающего. Вследствие того, что в зоне собирающего действия потенциал ниже (скорость электронов меньше), действие обоих рассеивающих участков на электрон всегда сла-
б)	г)
Рис. 2.11. Характер распределения потенциала в одиночной линзе из трех диафрагм (стрелками показано направление сил электрического поля, действующих на электрон):
а — эквипотенциал и при Vi>V2*, б — осевое распределение потенциала при Vi>V2; в — эквипотенциали при У2>Уг, г — осевое распределение потенциала при V2>Vi.
бее, чем действие собирающего участка, и линза в целом оказывается всегда фокусирующей. При Vs>Vi собирающими являются крайние участки линзы, а средний будет рассеивающим, однако и в этом случае линза в целом оказывается собирающей. Характер траекторий электронов в одиночной линзе показан на рис. 2.12. Главные плоскости линзы оказываются перекрещенными, как и в случае иммерсионной линзы. Однако в симметричной одиночной линзе они расположены симметрично относительно средней плоскости линзы. Оба фокусных расстояния вследствие равенства потенциалов с обеих сторон линзы одинаковы.
56
Потенциал Vi наружных электродов линзы определяет энергию электронов на экране (мишени) электроннолучевого прибора. При работе линзы в режиме легко получить требуемую оптическую силу, не применяя высоких потенциалов, поэтому практически всегда используют этот режим работы линзы. Как и иммерсионные линзы, одиночные линзы в электроннолучевых при-
н0
Рис. 2.12. Траектории электронов в одиночной линзе.
борах используются в режиме «коротких» линз. Учитывая, что при этом расстояние электрона от оси в зоне действия поля линзы изменяется мало, можно получить приближенные формулы для вычисления кардинальных элементов одиночных линз
00
(2.13)
Таким образом, в приближении «короткой» линзы обе главные плоскости одиночной линзы совпадают и /Ф' \2
лежат в центре тяжести функции ("ф") • В случае симметричной одиночной линзы этот центр тяжести совпадает с серединой линзы и гяв = гн =0-
57
Хорошо изучены симметричные одиночные линзы из диафрагм [13, 14]. Если расстояние между центральной диафрагмой и обеими крайними не мало по сравнению с радиусами отверстий диафрагм Т?2 (центральной) и Ri (крайних), то с хорошей степенью точности потенциал в центре линзы
Ф(0) = У2 +
V,— Vt
. z0’ arc * Ri
(2.14)

а потенциал в центре отверстий крайних электродов
Ri
,	2R2
Ф (г.) = V, - (V, - V.)-----------—.	(2.15)
Оптическая сила линзы может быть просто представлена через отношение этих потенциалов
Ф(0) Ф(г.)*
(2.16)
Для линзы, работающей в режиме слабой и средней оптической силы:
20.
(2.17)
Эта простая формула показывает хорошее совпадение как с данными расчета [15], так и с экспериментальны-
—2 О	— 3^—
Рис 2.13. Одиночная электростатическая линза с толстым средним электродом.
ми данными. Она справедлива при х>0,2 (f>z0). Главные плоскости таких линз совпадают с большой точностью с плоскостью симметрии.
Для линзы со средним электродом значительной толщины (рис. 2.13) можно пользоваться теми же формулами (2.16) и
58
(2.17), но потенциалы Ф(0) и Ф(г0) нужно определять по формулам
Ф(0) = У2 +
2/?2 + 2гг arc tg -р- — nz2
+ (V.-V2)
-(V-V2)
22~|“^0	Zq—Zj
2R2—nz2+ (z24-z0) arc tg	"+(z0—z»)arc tg
(2-18)
И
Ф (•?<>) -= V -
R,
z, -t-z0	z„—
2Ri—nzt+ (za-f-z.) arc tg	p	+(z<,—z2) arc tg —
(2-19)
Геометрические параметры линзы /?ь /?2, Zo, г2 показаны на рис. 2.13. В работе [16] также имеются не’ которые данные о свойствах линз с толстым средним электродом.
Формула (2.17) может быть использована при х<1, т. е. при Vs<Vi- Обычно в этом режиме и используются одиночные линзы.
Одиночная линза из труб одинакового радиуса /? с длиной среднего электрода 21 при малой ширине зазоров между электродами * создает на оси распределение потенциалов
2<oZ
Ф (z) = V.-------------s—;-------я—,
v ’	1	2<oZ	2<oz
ch p" -f- ch p
(2.20)
где, как и всюду в этом разделе, Vi — потенциал крайних электродов, V2—потенциал среднего электрода, а постоянный коэффициент со = 1,318.
* Формулами (2.20) и (2.21) можно пользоваться и при значительной ширине зазоров между электродами, если подставлять 2/, равное расстоянию между серединами зазоров. В работе [17] сделан приближенный расчет при учете ширины зазоров.
59
Подставив (2.20) в формулу (2.12), можно получить следующее выражение для оптической силы такой линзы:
Я {(з ch Л—(ch г — 6 sh Я) — F (ch Я)]-|-+ ActhZ —1—6shXF(chZ—6shX)|,	(2.21)
о 2wZ Л Vi — V2 где введены следующие обозначения:* = ~о-, в = ~Ч?—
А	V1
а функция
F(p) =
arc cos р
arc ch p
(\P\ < 1), (P>1).
(2.22)
При малых значениях 6 формулой (2.21) пользоваться неудобно, так как она содержит малые разности больших величин. При б<0,4 можно пользоваться более простой формулой
(2.23)
где величины и являются функциями только геометрических параметров и представлены на рис. 2.14. При-^>2 Q — 1, а Р =0,165-^-. Формулы (2.21) и тем более (2.23), выведенные при использовании выражения (2.12), справедливы при -у<4-Данные по таким линзам имеются также в работах [18, 19].
Следует обратить внимание на очень сильную зависимость коэффициентов Р и Q от длины среднего электрода (расстояния между серединами зазоров) 21. Поэтому если требуется использовать трубчатую линзу в приборе с заданным интервалом изменения потенциала среднего фокусирующего электрода V2, то нужно соблюдать высокую точность в ее сборке. Этот вывод справедлив и для линз из труб разных диаметров, которые часто используются.
60
Для линз из труб разных диаметров, особенно несимметричных, количественных данных по зависимостям оптической силы от их геометрических параметров и потенциалов очень мало [20]. В случае необходимости расчета таких линз приходится моделировать электрическое поле системы электродов в электролитической ванне [4] или на электроинтеграторе, а затем пользоваться либо численными методами интегрирования уравнения траек-
Рис. 2.14. Коэффициенты для расчета оптической силы одиночной трубчатой линзы.
торий (1.26), либо подставлять найденное распределение потенциала в формулу (2.12).
Можно указать ряд качественных закономерностей. Оптическая сила одиночной линзы зависит наиболее сильно от внутреннего диаметра среднего фокусирующего электрода, имеющего низкий потенциал. При уменьшении внутреннего диаметра этого электрода оптическая сила возрастает. Это относится ко всем конструкциям одиночных линз. В конструкции линзы, схематически показанной на рис. 2.3,а, оптическая сила зависит как от длины среднего электрода, так и от величины зазоров. В конструкции, показанной на рис. 2.3,6, оптическая сила зависит только от одного размера, определяемого сборкой, — от расстояния между концами крайних
61
электродов. Линза, изображенная на рис. 2.3,в, в отношении сборки наименее критична, так как ее оптическая сила зависит только от размеров внутреннего электрода, однако такая линза имеет малый размер внутреннего электрода и в связи с этим большие искажения фокусировки и поэтому практически не применяется. В линзе, показанной на рис. 2.3,ж, требуется точно устанавливать только один зазор между электродами одинакового диаметра.
Так как в симметричной одиночной линзе слабой и даже средней оптической силы главные плоскости совпадают с серединой линзы, а потенциал с обеих сторон от нее одинаков, то увеличение вычисляется просто как отношение расстояний от середины линзы до изображения b и до предмета а:
М = -^-.	(2.24)
§ 3. Аберрации электростатических линз. Как указывалось в первой главе, при фокусировке электронных пучков из геометрических аберраций третьего порядка существенной в принципе является только сферическая аберрация. Так как электроды электростатических линз, помещаемые внутрь горловины электроннолучевого прибора, всегда имеют небольшие диаметры, то при электростатической фокусировке эта аберрация практически всегда заставляет прибегать к диафрагмированию электронного пучка.
Кружок размытия сферической аберрации в плоскости параксиального изображения
Дгсф = ССфХ3,	(2.25)
где у — угол крайней траектории пучка с осью; Ссф— постоянная сферической аберрации линзы.
В плоскости оптимальной фокусировки образуется кружок наименьшего размытия, радиус которого равен ^Д/сф.
Постоянная сферической аберрации зависит как от формы электродов линзы, так и от их потенциалов, или, что то же, от ее фокусного расстояния.
В работе [21] указывается, что если радиус отверстий электродов линзы /?, то отношение мало отличается
62
R для разных типов линз при одинаковых -j-, причем в ускоряющих трубчатых иммерсионных линзах сферическая аберрация наибольшая из всех типов электростатических линз, а в замедляющих — наименьшая. Там же указывается, что Ссф пропорциональна f2>7.
Для иммерсионной линзы из двух труб одинакового диаметра в ускоряющем режиме ССф//? для параллельного пучка изменяется от 600 при Уг/У1 = 2 до 7 при V2/V1 = = 20; в замедляющем режиме ССф//? = 300 при V2/V\ = 1/з и 2 при V2/V\ = V15 [22]. Для несимметричных трубчатых иммерсионных линз отношение ССф//?макс (Ямакс — радиус большего электрода) имеет минимум при равенстве радиусов электродов, причем уменьшение диаметра низковольтного электрода влияет на него меньше, чем уменьшение диаметра высоковольтного [12].
Одиночные трубчатые линзы [19] также имеют минимум ССф//?макс при равенстве диаметров электродов. При заданных положениях предмета и изображения и длине линзы Ссф уменьшается с ростом /?, причем тем сильнее, чем короче линза. Однако величина ССф меньше для линз с большей длиной трубок. Аберрация зависит не только от общей длины линзы, но и от отношения длин внешней и внутренней трубок и имеет минимум при длине внешнего электрода, равной 30% от полной длины линзы. При увеличении фокусного расстояния сферическая аберрация растет, но при увеличении расстояния до изображения падает.
Для одиночной линзы, работающей в однопотенциальном режиме, Либман [18, 23] приводит эмпирическую формулу
Т - k (i)''	<2-26’
где f/R2— фокусное расстояние, отнесенное к радиусу внутренней трубки, a k — постоянный коэффициент, имеющий величину порядка 2,5 для трубчатых электродов и возрастающий до 5, если в линзу введены диафрагмы.
Для трубчатых одиночных линз, которые практически всегда используются в режиме торможения(^<1^, сравнительно сильно проявляется влияние объемного заряда пучка, так как на довольно большом участке его пути потенциал сильно понижается.
63
Одиночные линзы из диафрагм не имеют этого недостатка. Для таких линз сферическая аберрация уменьшается при увеличении расстояния между диафрагмами и увеличении размеров плоскостей электродов. Выгодно также несколько выгибать наружные электроды к середине поля.
Компенсация сферической аберрации, которая возможна с помощью систем из восьмиполюсников, в электроннолучевых приборах не применяется, так как эта система сложна в настройке и юстировке. Большие габариты этой системы также делают ее применение, если не полностью невозможным, то во всяком случае нецелесообразным. Кроме того, так как электроннолучевые приборы обычно выполняются в отпаянном виде и фокусирующие системы для .них собираются из штампованных деталей, то имеются еще другие искажения фокусировки, которые делают коррекцию сферической аберрации еще менее целесообразной.
Наиболее важной из аберраций, возникающих при нарушениях симметрии поля, является осевой астигматизм. Причины его возникновения многообразны. Прежде всего— это нарушение симметрии формы электродов. Для линз из труб эллиптичность электродов не должна превышать 0,5—1%, так как уже такая эллиптичность дает заметные искажения формы пятна. Если же необходима очень .высокая разрешающая способность, целесообразно не добиваться значительно большей точности изготовления электродов, а использовать для коррекции осевого астигматизма четырехполюсные линзы (см. гл. 3, § 9). Заметим, что таким же путем идут в электронной микроскопии.
Другими причинами, вызывающими возникновение осевого астигматизма, являются неточности сборки, влияние внешних полей (магнитных от внешних источников или электростатических от зарядов на изолирующих деталях прибора) и намагничивание электродов, если они изготовлены из магнитных материалов (например, никеля). Указать требования к точности сборки системы электродов очень трудно, так как для различных конструкций важны разные размеры электродов. Требования к точности сборки приходится определять экспериментально при отработке конструкции прибора. Следует только обратить внимание на то, что в процессе изготов-64
ления электроннолучевые приборы подвергаются термообработке. При этом и хорошо собранная электроннооптическая система может испытать такие деформации, которые приведут к большим искажениям фокусировки. Это должно быть учтено при выборе конструкции электродов и особенно способа их крепления.
Внешние магнитные поля могут быть почти всегда в достаточной степени ослаблены экранировкой. Влияние же зарядов, образующихся при работе прибора на деталях из изоляторов и на стеклянных стенках оболочки, может оказаться очень сильным, если не приняты специальные меры при конструировании прибора.
Имеется еще одна причина ухудшения фокусировки— хроматическая аберрация, возникающая из-за разброса начальных энергий электронов eAVo. Для «коротких» линз приближенно радиус кружка размытия хроматической аберрации может быть вычислен по формуле
Дгхр = 2^«	(2.27)
где со — половина угла схождения пучка;
V — средний потенциал на оси линзы (в слабой одиночной линзе V~Vi, в слабой иммерсионной
При больших ускоряющих потенциалах отношение
ДУ0
-у5 оказывается очень малым, так что влиянием раз
броса тепловых скоростей электронов можно пренебречь. Однако имеется еще одна причина, приводящая к дефокусировке,— колебания напряжений электродов линзы. Влияние этих колебаний также может быть оценено по формуле (2.27).
§ 4. О формировании электронных пучков. В подавляющем большинстве электроннолучевых приборов требуется не только фокусировать и отклонять электронный пучок, но и управлять по тому или иному закону его током. Это управление обычно совмещают с формированием электронного пучка, используя эмиссионную формирующую систему (рис. 2.15), состоящую из торцевого термокатода, расположенного перед ним управляющего электрода (модулятора) с круглым отверстием, имеющего отрицательный потенциал, и ускоряющего электро-5—2726	65
Рис. 2.15. Поле эмиссионной системы электронного прожектора.
да той или иной формы. Ускоряющий электрод имеет положительный потенциал, иногда равный полному анодному напряжению прибора, но чаще отличающийся от него.
В такой системе в центральной части термокатода (рис. 2.15) создается поле, ускоряющее термоэлектроны, а в остальной области электроны тормозятся и возвращаются к катоду. При изменении потенциала модулятора изменяется как размер области отбирающего поля, так и его величина. Ток пучка меняется поэтому вследствие двух причин: изменения эмит-тирующей поверхности катода и изменения отбора с этой поверхности. Таким образом, катод всегда работает в режиме ограничения тока пространственным зарядом. При некотором отрицательном напряжении модулятора область уско
ряющего поля на катоде становится равной нулю и ток практически полностью запирается.
Поле эмиссионной системы оказывает на электроны одновременно и фокусирующее действие (рис. 2.15), так что электроны, эмиттированные термокатодом с нулевыми скоростями (и ускоряемые первоначально вдоль оси), все собираются в одной точке 2К на оси системы. Однако электроны, вылетевшие с различными скоростями и в различных направлениях, не попадают в ту же точку на оси. Таким образом, пучок электронов нигде не собирается в точку. Наименьшее сечение пучка (кроссовер) образуется в плоскости z=zK.
Теория эмиссионных систем такого типа оказывается чрезвычайно сложной, так как необходимо одновременно учитывать фокусирующее действие поля электродов (которое трудно поддается расчету), разброс начальных скоростей термоэлектронов (который определяет размеры кроссовера) и пространственный заряд. При этом пучок нельзя считать ламинарным из-за необходимости 66
учета начальных скоростей и однородным по плотности, так как напряженность отбирающего поля сильно изменяется по поверхности катода. Наконец, необходимо учитывать, что радиус сечения пучка в эмиссионной системе одного порядка с радиусом отверстия модулятора, так что параксиальное приближение не может дать удовлетворительных результатов. Все это вместе взятое привело к тому, что в настоящее время нет удовлетворительной в количественном отношении теории эмиссионных систем электроннолучевых приборов.
Верхний предел плотности тока в пучке, которая может быть получена при плотности тока термокатода /0 и его температуре Т, был найден Лэнгмюром [5]:
i=(яг +!) sin2“’	(2-28)
где k — постоянная Больцмана;
со — половина угла схождения или расхождения пучка, в котором измеряется эта плотность тока.
При выводе этой формулы учитывались только тепловые скорости, фокусирующие свойства системы считались идеальными. На практике в сфокусированном пятне обычно удается достичь плотности тока, приблизительно на порядок меньшей, чем получается при оценке по формуле (2.28) [42].
При конструировании эмиссионных систем приходится пользоваться в основном качественными соображениями и накопленным опытом.
Максимальный ток, который мсткет быть получен от эмиссионной системы, примерно в 1,5—2 раза меньше, чем произведение площади отверстия модулятора на плотность тока катода. Это дает возможность оценить требуемый радиус отверстия модулятора /?м, от которого в решающей степени зависят остальные параметры эмиссионной системы. Так, запирающее напряжение пропорционально примерно и первой степени расстояния между катодом и модулятором. Радиус кроссовера при сохранении 7?м постоянным сильно уменьшается с ростом запирающего напряжения, а при одинаковых запирающих напряжениях уменьшается при уменьшении Поэтому обычно выгодно иметь меньший радиус отверстия модулятора и большую плотность тока катода [это же вытекает и из формулы (2.28)].
5*	67
Угол раствора пучка растет, вообще говоря, всегда при уменьшении кроссовера, но зависит еще и от формы и положения ускоряющего электрода.
Во многих случаях кроссовер является предметом, который фокусирующая система отображает на экране (мишени) прибора. При этом надо учитывать, что в процессе управления током пучка поле эмиссионной системы изменяется, поэтому изменяются как размеры, так и положение кроссовера, а также и угол раствора пучка. Это приводит к сильной зависимости размера пятна на экране от тока пучка. Ослабление этой зависимости достигается в электроннооптических системах, использующих диафрагмирование пучка по углу, и особенно в системах, где в качестве предмета используется малая диафрагма, облучаемая электронным пучком.
§ 5. Влияние пространственного заряда в пучке. Пучок электронов всегда образует некоторый отрицательный пространственный заряд, который расталкивает электроны. При малых токах действием этого пространственного заряда можно пренебречь, но при больших токах он может оказывать весьма существенное влияние. В электроннолучевых приборах действие пространственного заряда наиболее сильно проявляется в прикатодной области эмиссионной системы, о чем уже говорилось в предыдущем параграфе, и в пространстве между фокусирующей линзой и экраном прибора. Последнее обусловлено тем, что протяженность пучка может быть весьма значительна, а радиус его мал, следовательно, плотность пространственного заряда велика.
Если рассматривать однородный сходящийся конический пучок с углом со, образованным крайней траекторией с осью, и расстоянием ее от оси г0 в плоскости z=z0, то можно получить (см., например, [5]) следующее выражение, определяющее зависимость r(z):
I
у3/2
где з = 3,3-10 —j-tg2co. В это выражение следует подставлять ток в амперах и потенциал в вольтах.
68
Функция r(z), описываемая формулой (2.29), достигает минимума, когда знаменатель подынтегрального выражения становится равным нулю, что дает следующую величину минимального радиуса пучка:
гт = гое
(2.30)
При расстоянии от линзы до экрана 200 мм, диаметре пучка в линзе 2 мм, токе 1 ма и потенциале 10 кв гт=> = 0,4 мм, но уже при потенциале 25 кв гт=0,035 мм.
При малых токах, когда расстояние между электронами в пучке велико по сравнению с радиусом пучка, уже нельзя рассматривать пучок как непрерывную заряженную жидкость, создающую среднюю плотность пространственного заряда. При этом формулы (2.29) и (2.30) не могут быть использованы, пучок уже больше не образует сужения радиусом электроны пересекают ось, образуя пятно конечного размера, но в основном уже не за счет действия пространственного заряда. Приближенно границу токов, при которых с пространственным зарядом можно уже не считаться, можно оценить, полагая, что этому соответствует равенство среднего расстояния между электронами в пучке величине rw. Это приводит к следующему соотношению [22]:
(2.31)
В это соотношение ток подставляется в амперах, потенциал — в вольтах, радиус пучка — в метрах, а угол — в радианах. При потенциалах порядка 10 кв и обычных величинах углов и размерах пучка условие (2.31) соответствует токам 300—500 мка.
На практике угол о> обычно заранее не известен, а подбирается изменением оптической силы фокусирующей линзы таким, чтобы на экране пятно имело наименьший размер. Это происходит при условии, что пучок на некотором расстоянии перед экраном образует наименьшее сечение гт, а на экране несколько расходится. В работе [24] найдена зависимость минимального размера пятна на экране от параметра
Z=
V3/2 Го
(2.32)
69
где I — ток пучка в амперах;
V — потенциал анода прибора в вольтах;
z — расстояние от линзы до экрана;
Го — радиус пучка в линзе.
На рис. 2.16 приведены полученные в этой работе зависимости. При малых токах пучка (при Z меньших, чем на рис. 2.16) пятно на экране может быть сжато во много раз по сравнению с радиусом пучка в линзе, причем безразлично, фокусируют ли на экране минимальное се-
Рис. 2.16. Зависимость радиуса пятна на экра-1/ I z
не от параметра Z= у ~ при минимальном сечении пучка на экране (кривая 1) и при минимальном для данных условий размере пятна на экране (кривая 2).
чение пучка или стремятся достичь наименьшего радиуса пятна. По мере роста тока (параметра Z) возрастает различие в размерах пятна при фокусировке на экране минимального сечения пучка (кривая 1) и при фокусировке минимально возможного размера пятна (кривая 2). Начиная с некоторой величины параметра Z минимальное сечение пучка на экране вообще не может быть получено, а минимально возможный радиус пятна оказывается еще меньше начального.
Реальные пучки в электроннолучевых приборах не являются вполне однородными, ламинарными и односкоростными, поэтому изложенная в этом параграфе теория пучка с пространственным зарядом применима к реальным пучкам неполностью и результаты расчетов могут дать только грубо ориентировочные величины.
70
Надо еще отметить, что по некоторым оценкам [22] пространственный заряд в пучке до линзы может оказывать также существенное действие. С ним надо считаться также в одиночных «тормозящих» линзах при большой длине среднего электрода.
§ 6. О выборе типа фокусирующей электростатической системы и ее конструкции. Электроннолучевые приборы слишком сильно различаются по токам пучка, разрешающей способности и другим параметрам, чтобы можно было с исчерпывающей полнотой рассмотреть все варианты комбинаций этих параметров и, следовательно, особенности конструкций фокусирующих систем. Поэтому остановимся на основных вопросах.
Выбор возможных вариантов систем формирования и фокусировки электронного пучка в решающей степени зависит от требуемого окончательного ускоряющего потенциала, тока пучка и разрешающей способности (размера пятна на экране или мишени прибора). Весьма существенным фактором является также угол отклонения пучка. Рассмотрим эти основные факторы.
В тех приборах, где ускоряющее напряжение порядка нескольких киловольт или более, возможно применение для фокусировки как одиночных, так и иммерсионных линз. В приборах же с ускоряющим напряжением порядка сотен вольт практически возможно применять только одиночные линзы, так как напряжение анода системы формирования пучка должно быть такого же порядка (иммерсионная линза в этом случае неприменима). Затруднительно применение иммерсионных линз и при очень высоких ускоряющих потенциалах (30—50 кв и больше), так как потенциал низковольтного электрода получается высоким, что обычно неудобно.
Формирующую систему почти всегда используют с плоским торцевым катодом, размер эмиттирующей поверхности которого делают большим по сравнению с отверстием модулятора, чтобы избежать необходимости точной центровки катода. Требуемую плотность эмиссии следует оценивать по формуле (2.28) (угол схождения пучка со, входящий в эту формулу, определяется как сферической аберрацией фокусирующей системы, так и условиями отклонения, которые рассмотрены в гл. 5). Это позволит решить, может ли быть применен при заданной
71
плотности тока в пятне и потенциале обычный оксидный катод или следует применять катод с повышенной плотностью эмиссии. Размер отверстия модулятора выбирают в зависимости от требуемого максимального тока и плотности тока катода. Практически диаметр отверстия модулятора выбирают почти всегда в пределах от 0,5 до 1 мм, причем даже для слаботочных приборов редко используют меньшие размеры отверстий. Это вызывается следующими обстоятельствами. От отношения диаметра модулятора к расстоянию от него до катода сильно зависит запирающее напряжение, а следовательно, и размах сигнала, который нужен для управления током пучка, причем при уменьшении этого отношения запирающее напряжение уменьшается по абсолютной величине. Это было бы с точки зрения устройств питания выгодно, но при этом резко возрастают размеры кроссовера и падает разрешающая способность. Сохранение же приемлемого запирающего напряжения при малых размерах диафрагмы модулятора приводит к необходимости изготавливать его из очень тонкого материала и устанавливать очень близко к катоду. При этом резко возрастают трудности сборки узла катод — модулятор, трудно получить повторяемость параметров. Однако нужно отметить, что для достижения большей разрешающей способности выгодно насколько возможно уменьшать диаметр отверстия модулятора, сохраняя запирающее напряжение; это приводит к уменьшению размера кроссовера без роста угла раствора пучка.
Ускоряющий электрод системы, формирующий пучок, может иметь как потенциал анода прибора, так и отдельный, более низкий. В высоковольтных приборах последний вариант обычно предпочтительнее, так как трудно стабилизировать высокое напряжение и при использовании его в качестве ускоряющего возникают колебания тока пучка. Кроме того, применение отдельного ускоряющего напряжения в формирующей системе позволяет скомпенсировать (его регулировкой) неточности сборки, отражающиеся на величине запирающего напряжения. Это часто бывает весьма желательно.
Ускоряющий электрод может иметь различную форму, но в высоковольтных приборах целесообразно выполнять его в виде неглубокой чашки (глубина меньше радиуса), в плоском дне которой, обращенном к модулято-72
ру, имеется отверстие диаметром 1—1,5 мм. Такой ускоряющий электрод совместно со следующим за ним высоковольтным электродом слегка фокусирует пучок, уменьшая его угол расхождения.
Практически во всех электростатических фокусирующих системах используются диафрагмы, ограничивающие пучок по углу, так как в противном случае диаметр пучка в линзе оказывается большим и сферическая аберрация приводит к сильному ухудшению фокусировки. В трубчатых линзах, чаще всего применяемых в электроннолучевых приборах, диаметр пучка не должен быть больше 7в диаметра электродов. При расположении фокусирующей линзы близко к формирующей системе увеличение при фокусировке получается большим, пятно на экране — также сравнительно большим, но требуется меньшая степень диафрагмирования, что выгодно для приборов с большим током. При этом мал угол схождения пучка и мал его диаметр в зоне отклонения, что сказывается благоприятно на работе отклоняющей системы. Поэтому такое расположение и режим работы фокусирующей линзы используются в приборах, не требующих очень высокой разрешающей способности, но работающих с большим углом отклонения. Надо еще отметить, что при значительных токах и не очень высоких потенциалах малый угол схождения может привести к недопустимо большому расталкиванию пучка пространственным зарядом.
При средних напряжениях (порядка нескольких киловольт) применение для фокусировки иммерсионной или одиночной линзы одинаково удобно в отношении электрического режима, но конструктивно проще выполняется иммерсионная линза. Последнее обстоятельство сохраняет свою силу и при высоких напряжениях, однако в этом случае приходится либо применять среднее по величине (от одного до десяти киловольт) напряжение на первом электроде линзы, либо ставить ее в режим работы с очень большим увеличением. Одиночная линза не имеет этих недостатков.
Для достижения большой разрешающей способности (обычно при малом, порядка нескольких микроампер, токе пучка) применяют системы, отображающие на экран малую диафрагму, облучаемую электронным пучком [25]. Такая диафрагма может располагаться как на низко-
73
вольтном электроде, так и на высоковольтном. В первом случае вторичные электроны, выбитые из диафрагмы, попадают в пучок и вызывают свечение экрана (или зарядку мишени), ухудшая разрешающую способность прибора. Во втором случае вырезывающая диафрагма, перехватывающая большое количество быстрых электронов, оказывается в тяжелом тепловом режиме. Кроме того, потребляется большая мощность от высоковольтного источника.
Можно также использовать сложную систему, состоящую из двух линз: первой — короткофокусной, работающей с большим уменьшением, и второй — более длиннофокусной, отображающей на экран с небольшим увеличением предмет, сформированный первой линзой [26]. В такой системе можно получить на экране уменьшенное в несколько раз изображение кроссовера, но требуется сильное диафрагмирование пучка по углу, так как угол пучка после первой уменьшающей линзы оказывается очень большим. Поэтому полезный ток пучка оказывается в этом случае также малым.
После выбора типа линзы (или системы линз) встает вопрос об определении геометрических размеров всех электродов. Диаметр наибольшего электрода выбирают, как правило, максимально возможным по конструктивным соображениям (так, чтобы электроннооптическая система в собранном виде свободно входила в горловину прибора). Определение остальных размеров линзы можно выполнить, используя формулы или графики, приведенные в § 2, если выбрана одна из описанных там конструкций. В других случаях приходится использовать метод последовательных приближений: задавшись некоторыми размерами электродов и их потенциалами, определять моделированием (например, в электролитической ванне) распределение потенциалов в линзе, рассчитывать траектории электронов по уравнению (1.26), а затем изменять размеры электродов или потенциалы, чтобы приблизиться ктребуемым параметрам линзы. Для первоначального выбора размеров и потенциалов электродов могут также быть полезны зависимости, описанные в § 2.
Во всех электростатических системах очень большое значение имеет точность изготовления деталей и их сборки. Наиболее важно соблюдение осевой симметрии системы, поэтому должна контролироваться эллипсность 74
всех электродов, оказывающих влияние на формирование поля. При сборке должны обеспечиваться как соосность электродов, так и отсутствие перекосов. Неизбежно наличие некоторой степени несимметрии и возникновение осевого астигматизма. Полное его устранение за счет точности механического изготовления электроннооптической системы нецелесообразно. Целесообразнее применение корректирующих элементов-стигматоров, представляющих собой слабые четырехполюсные линзы (пары та-
Рис. 2.17. Электроннооптическая система телевизионной приемной трубки.
ких линз). В качестве стигматоров могут применяться как электростатические четырехполюсные линзы, так и магнитные (описанные в гл. 4). Электростатические четырехполюсные линзы пока не нашли применения в электроннолучевых приборах, так как очень сильно усложняют монтаж электроннооптической системы и не могут быть отъюстированы после изготовления прибора.
Важное значение имеет выбор рационального способа крепления электродов и их материала, чтобы правильность сборки не нарушалась в процессе термической обработки прибора. В этой связи предпочтительнее крепление электродов на жестких держателях, вплавляемых в стеклянные или керамические штабики (рис. 2.17).
Материал электродов должен быть немагнитным, выдерживать без деформации термообработку и, конечно, не должен портить вакуум. Для деталей, изготовляемых штамповкой, такими материалами являются нержавеющая сталь и нихром.
75
Наконец, при конструировании фокусирующей электростатической системы следует обращать внимание на необходимость такого расположения электродов и изоляторов, чтобы заряды, накапливающиеся на последних, не искажали поля. Поэтому, например, одиночные линзы, изображенные на рис. 2.3,6 и 2.3,з, наиболее приемлемы, так как протяженный внешний электрод большого диаметра полностью экранирует внутреннюю область линзы от действия зарядов, находящихся на изоляторах и стекле. В линзе с равными диаметрами цилиндров, которую, вообще говоря, несколько легче центрировать, такая экранировка недостижима.
Магнитные фокусирующие системы
§ 1. Типы магнитных фокусирующих линз. Задачей магнитного фокусирующего устройства, как и электростатического, является формирование в плоскости экрана или мишени прибора изображения предмета, которым служит либо наименьшее поперечное сечение пучка (кроссовер), либо сечение пучка в отверстии диафрагмы.
Основным требованием, предъявляемым к фокусирующим системам, является получение минимальных размеров изображения (электронного пятна). Размер пятна в плоскости предмета определяет разрешающую способность прибора в целом. Наиболее часто в электроннолучевых приборах используется круглое электронное пятно. Для формирования круглого электронного пятна применяют «короткие» и «длинные» осесимметричные магнитные линзы. «Короткой» магнитной линзой называют такую линзу, длина поля которой мала по сравнению с величиной ее фокусного расстояния. Магнитное поле линзы в принципе исчезает в бесконечности, однако лишь на ограниченном участке магнитная индукция имеет такую величину, которая заметно влияет на траекторию электрона. Протяженность этого участка магнитного поля и называют длиной поля линзы.
Во всех приемных электроннолучевых трубках и большинстве других приборов используются «короткие» магнитные линзы. Широкое применение «коротких» магнитных линз обусловлено в основном следующими соображениями:
77
1)	можно существенно изменять увеличение линзы за счет изменения ее положения в пространстве между плоскостями предмета и изображения;
2)	можно обеспечить малое перекрытие полей фокусирующей линзы и отклоняющего устройства, что позволяет уменьшить дополнительные аберрации при фокусировке и отклонении электронного пучка и тем самым увеличить разрешающую способность электроннолучевого прибора;
3)	юстировочные приспособления и сам процесс юстировки фокусирующего устройства довольно просты.
В некоторых электроннолучевых приборах, в частности в телевизионных передающих трубках типа видикон и суперортикон для фокусировки считывающего пучка применяют «длинные» осесимметричные магнитные линзы. В «длинной» магнитной линзе объект и изображение находятся в пределах действующего поля линзы.
«Длинные» магнитные фокусирующие линзы используются, как правило, в таких приборах, где области фокусировки и отклонения полностью перекрываются. Ути линзы будут рассмотрены в гл. 6.
В последнее время для решения ряда задач в электроннолучевых трубках и других приборах формируют пятно, размеры которого в одном направлении существенно больше, чем в другом. Для формирования такого вида пятен используются неосесимметричные линзы—цилиндрические и четырехполюсные.
Цилиндрические и четырехполюсные магнитные линзы выполняют одинаковую задачу — формирование пятна в виде штриха, так называемого штрих-фокуса. При этом применение четырехполюсных линз предпочтительно по следующим причинам:
1) четырехполюсные магнитные линзы при прочих равных условиях имеют меньшие габариты и требуют значительно меньшей затраты мощности для фокусировки пучка. Вес этих систем меньше, чем цилиндрических;
2) при фокусировке пучка четырехполюсной магнитной линзой ориентация штрих-фокуса не зависит от расположения линзы между кроссовером и экраном и не изменяется при фокусировке, в то время как в цилиндрических линзах наблюдается поворот штрих-фокуса при фокусировке.
78
По этим причинам цилиндрические магнитные линзы применяются для фокусировки пучков крайне редко и в настоящей книге рассматриваться не будут.
Материал о цилиндрических магнитных линзах изложен в работе [1].
Устройства, служащие для создания фокусирующих полей обоих классов, получили название фокусирующих систем.
При разработке магнитных систем помимо общих соображений обеспечения требуемой разрешающей способности (совместно с ЭЛТ) должны быть учтены также требования минимальной потребляемой мощности при заданных габаритах.
В этой главе будут рассмотрены наиболее широко применяемые в практике «короткие» осесимметричные и четы|рехполюсные фокусирующие системы.
§ 2. «Короткая» осесимметричная магнитная линза. В первой главе были кратко рассмотрены свойства осесимметричных магнитных полей и показано, что такие поля обладают собирательными фокусирующими свойствами. Рассмотрим фокусирующие свойства «короткой» магнитной системы, создающей осесимметричное магнитное поле.
На рис. 3.1,а схематически показано распределение магнитных силовых линий вблизи оси осесимметричной линзы (стрелками указано направление составляющих поля). Будем рассматривать траектории параксиальных электронов пучка, т. е. такие траектории, которые мало наклонены к оси и расстояние которых от оси мало по сравнению с радиусом витков фокусирующей катушки
Рис. 3.1. Фокусировка электронов «короткой» аксиально-симметричной магнитной линзой.
79
либо радиусом магнитопровода. При этих условиях осевая составляющая скорости электрона vz много больше радиальной составляющей vr. Сила, действующая на электрон, входящий в магнитное поле, перпендикулярна плоскости, в которой расположены v и В (в данном случае к плоскости чертежа), и вызывает появление вращательной составляющей скорости электрона vQ.
Взаимодействие электрона, имеющего скорость &в, с магнитным полем, имеющим составляющую Bz, вызовет появление радиальной составляющей силы, направленной к оси и пропорциональной v^Bz. Справа от главной плоскости линзы в результате изменения направления составляющей Вг появляется сила, направленная навстречу приобретенной ранее скорости vQ. Поэтому угловое движение электрона начнет тормозиться, величина ve будет уменьшаться, но направление вращения будет прежним. Следовательно, сила, действующая на электрон, хотя и уменьшится по абсолютной величине, но по-прежнему будет направлена к оси, и действие магнитного поля останется в этой области собирательным.
Если изменится направление магнитного поля В, то, проведя аналогичные рассуждения, увидим, что изменится только направление углового движения электрона (изменится знак t>6), и проекция траектории электрона на плоскость, перпендикулярную оси, будет иметь вид, показанный на рис. 3.1,6 пунктирной линией, а собирательное действие линзы не изменится.
«Короткие» магнитные линзы применяются обычно в тех электроннолучевых приборах, в которых потенциал в области фокусировки постоянен, т. е. Ф=Фо = const.
Для приближенного расчета «короткой» магнитной линзы принимают расстояние траектории от оси внутри магнитного поля постоянным: r=ro=const, так как для таких линз эффективное магнитное поле сосредоточено на отрезке Z1Z2, который существенно меньше расстояния между средней плоскостью системы и плоскостью предмета или изображения (рис. 3.2).
При принятых допущениях уравнение (1.26) упрощается и принимает следующий вид:
dzr	d
dz* + Г° 8/лФо	W = °-	(3.1)
80
Интегрируя (3.1) в пределах от Z\ до z<i, получим
= — г0 ( Вг (z) dz. (3.2)
к dz ]7_9 I dz )9_9	0 8/иФ0	v 7
\	2-4^2	V	/	* t/
Приняв обозначения рис. 3.2 и учитывая знаки производных справа и слева от линзы, можно записать
Подставив эти значения в (3.2), получим
za
—+4-=тЛг Г B2{z)dz.	(3.3)
а 1 b 8тФ0 J v 7	v 7
*1
Формула линзы (1.45) при равенстве фокусных расстояний fv=ft=f преобразуется к виду
1 । 1_________1_
а * b	f '
Так как вне отрезка Zi<z<Z2 магнитное поле практически отсутствует, то, заменив пределы интегрирования
Рис. 3.2. Траектория движения электрона в «короткой» аксиально-симметричной магнитной линзе.
и одновременно подставив числовое значение получим формулу для расчета оптической силы «короткой» магнитной линзы
1 _ 0,022 f D2Z . ,	/о сч
f ~ Фо J & (2)	(3*5)
6—2726
81
В это выражение нужно подставлять В в гауссах, Фо — в вольтах, a f и z отсчитывать в сантиметрах.
Увеличение осесимметричной линзы выражается уравнением (1.35). В случае, когда потенциал в плоскости предмета и изображения одинаков Ф(2о)=Ф(£г)> формула для расчета увеличения «короткой» магнитной линзы аналогична формуле для увеличения тонкой стеклянной линзы
=	(3.6)
Простейшая «короткая» магнитная линза может быть выполнена в виде одного круглого витка провода. Магнитная индукция, создаваемая таким витком на его оси, определяется хорошо известным выражением [27]
5(2) =
2л/?2/
[г2+/?2]3/2»
(3.7)
где R — витка; / — сила тока, протекающего по витку.
Из этого выражения видно, что индукция имеет максимум в центре витка при z=0 и симметрично уменьшается по мере удаления от витка в обе стороны. При z=2R индукция на оси такого витка примерно в 10 раз меньше, чем в плоскости витка. Оптическую силу такой магнитной линзы легко определить по выражению (3.5).
В реальных устройствах используют фокусирующие системы, имеющие много витков, т. е. катушки с числом витков N. Если длина катушки и толщина ее намотки меньше радиуса витков, то для расчета числа ампервитков, необходимого для фокусировки пучка, используя выражения (3.5) и (3.7), получаем формулу
7А^10)Л Я у-,
(3.8)
где R — радиус среднего витка катушки; IN выражается в ампер-витках; Фо — в вольтах.
Формула (3.8) получена в предположении, что фокусное расстояние значительно больше длины магнитного поля, поэтому наименьшее фокусное расстояние, для которого еще справедлива формула, равно 27?. 82
Рис. 3.3. Фокусирующая система с наружным магнитопроводом:
1 — каркас катушки: 2 — магнитный экран;
3 — обмотка.
Для короткофокусных систем необходимо большое число ампер-витков. При этом резко возрастает средний радиус намотки, а, как видно из выражения (3.7), увеличение радиуса намотки целесообразно только до некоторого предела. Поэтому короткофокусные системы обычно получают заключая катушку в магнитопровод, имеющий только кольцевую щель (рис. 3.3).
В фокусирующих системах с магнитопроводом поле концентрируется в районе щели и протяженность его существенно уменьшается, что позволяет по сравнению с неэкранированной системой, при одинаковом размещении фокусирующей и отклоняющей систем, уменьшить перекрытие их полей и тем самым уменьшить дополнительные аберрации, возникающие при отклонении пучка. В других случаях появляется возможность приблизить фокусирующую систему к отклоняющей (не увеличивая перекрытия полей), т. е. расположить ее ближе к плоскости изображения, ограничить увеличение и получить выигрыш в разрешающей способности прибора.
Кроме того, применение магнитопровода существенно снижает мощность, потребляемую фокусирующей системой, и сильно ослабляет воздействие внешних магнитных полей.
Все эти соображения обусловили широкое практическое применение фокусирующих систем с магнитопроводом.
Основным геометрическим параметром экранированной фокусирующей системы при отсутствии насыще
ния элементов магнитопровода является отношение ширины зазора 5 к внутреннему диаметру магнитопровода d (рис. 3.3). В зависимости от этого соотношения меняются энергетические и электроннооптические параметры фокусирующих систем.
6*	83
Для расчета ампер-витков экранированных фокусирующих катушек вместо (3.8) можно использовать следующее выражение:

(3-9)
где R — радиус отверстия магнитопровода.
Для катушек без магнитопровода из одного витка коэффициент А=1, для многослойных катушек, длиной ко
I2nz
Рис. 3.4. График для расчета фокусирующей системы. Внутренний диаметр магнитопровода <Z= 15 мм:
1 — для S/d«0,45; 2— для S/d^l.
торых по сравнению с радиусом пренебречь нельзя, «1,054-1,15. Для систем с магнитопроводом &«0,7. Если для катушек без железа величина k постоянна, то для систем с магнитопроводом она возрастает с увеличением напряженности поля, так как при этом уменьшается проницаемость железа.
Получение минимального фокусного расстояния ограничивается насыщением материала магнитопровода. Величина k изменяется в зависимости от соотношения S/d. На рис. 3.4, 3.5, 3.6 представлены зависимости /2№/Ф0 от фокусного расстояния f для трех часто используемых размеров фокусирующих катушек, имеющих внутренний диаметр магнитопровода 15, 23 и 42 мм соответственно, 84
2
Рис. 3.5. График для расчета фокусирующей системы. Внутренний диаметр магнитопровода d«23 мм:
1 Для S/d**0,52; 2 — для S/d^l; 3 — для •S/d«l,4.
Рис. 3.6. График для расчета фокусирующей системы. Внутренний диаметр магнитопровода </=42 мм.
1 — для S/rf«0,17; 2 — для S/d~0,48; 3-для 5/d«0,79.
для различных соотношений S/d. Как видно из этих зависимостей, с энергетической точки зрения предпочти-тельно «соотношение S/d=0,5.
§ 3. Аберрации «коротких» фокусирующих систем.
В гл. 1, § 7 отмечалось, что наиболее существенной аберрацией третьего порядка, оказывающей влияние на размер сфокусированного пятна, является сферическая. Остальные виды аберраций при правильной юстировке фокусирующей системы относительно оси пучка практически не сказываются на размерах электронного пятна.
Для «короткой» магнитной линзы выражение коэффи“ циента сферической аберрации ССф можно записать в виде (3]
Cc,b“_fe^_o’fc J [Ав!(г)+в'"<2)]‘гг’ (ЗЛ0)
—00
где значения а и Ь ясны из рис. 3.2; B0(z) —распределение магнитной индукции на оси.
Это выражение для коэффициента сферической аберрации соответствует приближению (3.5) для оптической силы линзы. Из (1.55) следует, что радиус кружка размытия в плоскости изображения
— £сфХ0 ,
(З.П)
где уо—половина угла раствора пучка, входящего в фокусирующую систему.
Как видно из (3.10) и (3.11), |Дг определяется формой магнитного поля фокусирующей системы и ее расположением. Преобразуя выражение (3.10), получим
(3.12)
где
00
—00
86
Bi (г)—магнитная индукция на оси системы, создаваемая одним ампер-витком. Значения коэффициентов и k2 для различных значений S/d приведены на рис. 3.7 и вычислены в предположении отсутствия насыщения элементов магнитопровода.
d
Рис. 3.7. График для расчета коэффициента сферической аберрации.
При расчетах по выражению (3.12) значения Фо нужно подставлять в вольтах; IN вычисляется при заданном фокусном расстоянии по графикам рис. 3.4—3.6; значения a, fe, S и d подставляются в сантиметрах.
Вычисление Сс$ по выражению (3.12) дает возможность провести оценочный расчет сферической аберрации с достаточной для практики точностью порядка 15— 20%.
С такой же точностью можно рассчитать Ссф по данным, приведенным в работе Г. Г. Дутова и А. М. Соловьева [28]. Учитывая, что	зависимость Ссф от
увеличения М. выражается формулой
;тщ=тк<1+ж>(т)’. <злз> z=z,
87
где
— коэффициент м=о
сферической аберрации
в фокусе некоторой фиктивной линзы, фокальная плоскость которой совпадает с плоскостью изображения исследуемой линзы. Величина ССф//? может быть найдена из графиков рис. 3.8 и 3.9.
1/К
Рис. 3.8. График для расчета коэффициента сферической аберрации.
Рис. 3.9. График для расчета коэффициента сферической аберрации.
Для вычисления Ссф по графику рис. 3.8 необходимо знать величину f, а по графику 3.9 — величину Ь (расстояние от центра линзы до плоскости изображения). Как указывают авторы работы, при расчетах по выражению (3.13), если Л4>0,5, рекомендуется фокусное расстояние отсчитывать от центра линзы до плоскости изображения и пользоваться графиком рис. 3.8. Для М<0,5 нужно пользоваться графиком рис. 3.9, считая величину Zo=b. Графики для определения коэффициента сферической аберрации магнитных линз при нескольких значениях коэффициента увеличения приведены в недавно опубликованной работе Г. В. Дер-Шварца и И. С. Макаровой [72].
Для устранения влияния остальных видов аберраций третьего порядка необходимо совместить ось пучка 88
с осью фокусирующей системы (съюстировать фокусирующую систему). При юстировке фокусирующей системы удобно запитать ее переменным током. Процесс юстировки фокусирующих систем на переменном токе основан на том, что при прохождении через обмотку системы переменного ^синусоидального тока, имеющего положительную и отрицательную полуволны, угол поворота изображения на экране прибора при косом вхождении пучка
Рис. 3.10. Процесс юстировки.
в магнитное поле изменяет знак, как это видно из выражения (1.31).
Кроме того, при изменении амплитуды тока за период непрерывно изменяется проективное увеличение. В результате при несъюстированной фокусирующей системе на экране прибора наблюдается два сфокусированных пятна, соединенные ореолом (рис. 3.10). При совмещении осей пучка и фокусирующей системы на экране прибора должно наблюдаться сфокусированное пятно, которое обязательно должно находиться в центре светящегося ореола. Примерный процесс юстировки показан на рис. 3.10.
Если две сфокусированные точки совмещены, но не находятся в центре ореола, то юстировка проведена неправильно. В последнем случае при регулировке тока фокусирующей катушки в рабочем режиме пятно будет перемещаться по экрану. В случае правильно отъюстированной системы пятно при регулировке тока фокусировки должно менять свои размеры, не меняя своего местоположения. Совмещение осей магнитного фокусирующего поля и электронного пучка можно производить двумя способами:
89
а)	перемещением фокусирующей катушки относительно пучка с помощью механического устройства, обеспечивающего четыре степени свободы;
б)	изменением положения электронного пучка при неподвижной фокусирующей системе.
Первый способ юстировки требует создания механических юстировочных приспособлений [29]. Один из возможных вариантов такого приспособления по-
казан на рис. 3.11. Сам процесс юстировки заключается в последовательных перемещениях фокусирующей системы. При этом на экране наблюдают пятно, а для точной юстировки его необходимо рассматривать через микроскоп или лупу. Поэтому процесс юстировки занимает много времени и получить хорошую юстировку довольно трудно. При таком способе нарушается экранировка блока, поэтому при наличии внешних магнитных полей точная юстировка практически
Рис. 3.11. Юстировочное приспособление.
невозможна.
Еще один существенный недостаток этого способа заключается в том, что при юстировке ось фокусирующей системы оказывается несколько смещенной относительно оси отклоняющей системы, в результате чего при отклонении электронного лучка возникают дополнительные искажения формы растра и формы пятна, связанные с перекрытием полей фокусировки и отклонения.
Другой способ юстировки заключается в следующем. Для управления электронным пучком применяются две анастигматичные отклоняющие системы небольшой длины, порядка 5—10 мм. (рис. 3.12), устанавливаемые на горловине трубки в районе прожектора. Фокусирующая катушка укрепляется жестко и соосно с отклоняющей системой. Катушки юстировки запитываются постоянным 90
Рис. 3.12. Юстировочные катушки.
током так, чтобы иметь возможность изменять в них величину и направление тока (рис. 3.13). Изменяя токи.
в этих катушках, отклоняют пучок и изменяют его наклон так, чтобы совместить его ось с осью фокусирующего поля. Такой способ не требует механических юсти-
ровочных устройств. Юстиров.ка м-ожет производиться без нарушения экранировки блока. Процесс юстировки занимает гораздо меньше времени и практически выполним в любых условиях. Однако этот способ может быть применен только в электроннолучевых приборах, имеющих достаточно длинную горловину, требует дополнительной затраты мощности для
Пкорректи рующая система
I корректирующая система
Рис. 3.13 Схема включения юстировочных катушек.
питания катушек юсти-
ровки и громоздкой схемы управления. Поэтому, несмотря на ряд существенных недостатков, в технике широко применяется первый способ юстировки.
Большинство электроннолучевых приборов, в которых для фокусировки электронного пучка применяются «ко
91
роткие» магнитные фокусирующие системы, работают при ускоряющем напряжении порядка единиц киловольт и выше. Поэтому разбросом начальных скоростей термоэлектронов можно пренебречь.
Хроматическая же аберрация будет обусловлена в этом случае только нестабильностью источников питания.
Для «короткой» магнитной линзы при принятом нами условии Ф(г) = Фо = const можно записать известное выражение, связывающее хроматическое смещение фокуса Af с изменениями потенциала AV и магнитной индукции \В [3]:
(3.14)
Р 8т Фо J Фо 4/и Во J Фо v 7 —ОО	—00
Учитывая (3-14)
(3.3) и (3.4), преобразуем выражение
Af AV	1 Дв
“Г-Фо	2 в0 •
(3.15)
Это выражение дает возможность, зная фокусное расстояние, рассчитать допустимые нестабильности источников питания либо, зная нестабильность источников питания, рассчитать изменения фокусного расстояния Af и увеличение пятна на экране.
Большое значение имеет осевой астигматизм, способы устранения которого будут рассмотрены в конце этой главы.
§ 4. Методика расчета и конструирования «коротких» осесимметричных фокусирующих систем. Основные требования, которые должны быть учтены при конструировании и расчете фокусирующих систем, были указаны в гл. 3, § 1. Прежде чем приступить к конструктивному и электрическому расчету фокусирующей системы, необходимо определить ее положение на электроннолучевом приборе.
При выборе положения фокусирующей системы исходят из основного требования — получить минимальный размер сфокусированного пятна на экране прибора. Как видно из выражений (1.35) и (3.6), для получения малого увеличения необходимо фокусирующую систему рас-92
полагать возможно ближе к плоскости изображения (экрану прибора).
Однако при этом в случае отклонения электронного пучка диаметр его при входе в отклоняющую систему увеличивается, что ведет к росту аберраций при отклонении (см. гл. 5) и, естественно, к ухудшению разрешающей способности по полю изображения. Поэтому при удалении фокусирующей системы от экрана улучшается равномерность фокусировки по полю изображения, но разрешающая способность в центре падает.
Для уменьшения кружка размытия, вызванного наличием сферической аберрации, для большинства электрон' нолучевых приборов, используемых в телевизионных и радиолокационных устройствах, также желательно отдалять фокусирующую систему от экрана, [см. (3.10)].
При выборе положения фокусирующей системы нужно также добиваться уменьшения взаимного наложения полей фокусировки и отклонения, которое вызывает дополнительные аберрации при отклонении. Для этого необходимо стремиться к уменьшению протяженности фокусирующего поля либо увеличивать расстояние между фокусирующей и отклоняющей системами, что, однако, ведет к росту увеличения. Для уменьшения протяженности магнитного поля нужно использовать систему с магнитопроводом и при этом желательно уменьшить ширину зазора (рис. 3.14).
Как видно из рис. 3.4—3.6, с энергетической точки зрения оптимальная ширина зазора S=d/2. Постоянная сферической аберрации, а следовательно, и кружок размытия растут с уменьшением зазора, как это видно из выражения (3.12) и рис. 3.7. Практически целесообразно выбирать ширину зазора в магнитопроводе примерно равной половине внутреннего диаметра экрана.
Из изложенного следует, что удаление фокусирующей системы от экрана и сильное приближение ее к экрану приводят к ухудшению разрешающей способности либо в центре, либо на краях экрана. Поэтому имеется некоторое оптимальное положение фокусирующей системы. Оно зависит от конкретных условий: угла раствора пучка, размеров прибора, угла отклонения и др. Поэтому в каждом случае необходимо провести оценочные расчеты увеличения размера кружка размытия сферической аберрации и диаметра пучка в зоне отклонения, чтобы
93
определить условия получения оптимальной разрешающей способности.
Практический опыт показывает, что для электроннолучевых трубок, имеющих сравнительно малый угол раствора пучка, целесообразно размещать фокусирующую систему на расстоянии примерно 10—20 мм от заднего торца отклоняющей системы.
Рис. 3.14. Характер изменения магнитного поля на оси системы при изменении S/d.
После оценочного расчета выбирают положение фокусирующей системы по отношению к плоскости предмета и изображения.
По выражению (3.9) или графикам рис. 3.4, 3.5, 3.6 рассчитывают необходимое для фокусировки число ампер-витков системы. В зависимости от условий работы и схемы питания фокусирующей катушки выбирают величину тока I и находят необходимое число витков намотки. Для работы фокусирующей системы без перегрева допустимая плотность тока выбирается в пределах 2— 3 а/мм2. Исходя из этих данных, выбирается диаметр провода. Для намотки катушек может быть применен как медный, так и алюминиевый провод. В последнее время для намотки катушек находит применение медная или алюминиевая фольга различной толщины и ширины. 94
При расчете необходимой площади окна каркаса для намотки нужно учитывать тип намотки и коэффициент заполнения. Различают три типа намотки: шаговую или рядовую, шахматную и «внавал» [30]. Коэффициентом заполнения намотки называется отношение сечения всех
а)	б)
Рис. 3.15. Типы намоток: а — рядовая; б — шахматная.
проводников к общему сечению окна каркаса. Для круглого провода он будет равен
е __ mdzN
'м	4/z(D2 —£>0 •
где d — диаметр голого провода;
N — число витков намотки;
h — ширина каркаса;
Di и Z>2 — внутренний и наружный диаметры намотки.
Для рядовой намотки (рис. 3.15,а) коэффициент заполнения равен примерно 0,7, для шахматной (рис. 3.15,6)—порядка 0,8—0,82 и для намотки «внавал»— порядка 0,75—0,8. Для ленточных материалов коэффициент заполнения, как и для круглого провода, зависит от отношения толщины изолированной ленты к толщине голой ленты.
Зная число витков катушки N, тип намотки и примерную величину fM, с помощью выражения (3.16) находят величину D2—при заданной ширине h или, наоборот, при заданном Ь2—D\ — величину h. Омическое 95
(3.16)
Рис. 3.16. Конструкция фокусирующей системы с магнитопроводом:
1 — каркас катушки; 2 — катушка динамической подфокусировки; 3 —обмотка основной фокусирующей катушки; 4 — магнитопровод.
сопротивление катушки можно подсчитать, зная длину среднего витка намотки, удельное сопротивление провода и число витков катушки.
Внутренний диаметр намотки Di зависит, естественно, в первую очередь, от диаметра горловины прибора. При выборе надо учесть толщину материала каркаса, толщину магнитопровода и при использовании механического способа юстировки — необходимость зазора между внутренним диаметром магнитной системы и горлом прибора (разность диаметров должна быть порядка 4—6 мм).
На рис. 3.3 и 3.16 схематически показаны две конструкции фокусирующих систем с магнитопроводом, используемые в электронно-лучевых приборах. В обеих конструкциях каркас катушки, на который производится намотка, выполняется из изоляционного материала (текстолита, гетинакса и т. п.). При массовом выпуске фокусирующих систем каркас изготовляется из пресс-порошков. Каркас катушки изготовлять из немагнитных металлов (алюминия, меди) нецелесообразно, так как это приводит к невозможности произвести
однозначную юстировку фокусирующей системы. Наружный магнитный кожух фокусирующей системы изготовляют из магнитомягкого материала. Обычно для этих целей используют сталь Армко.
После изготовления детали магнитопровода должны быть тщательно отожжены для улучшения однородности магнитных свойств материала. Толщина материала кожуха выбирается с учетом величины магнитного поля, создаваемого катушкой. Для большинства электроннолучевых трубок толщина магнитного кожуха берется в пределах 2—3 мм. Выводы катушки припаиваются к лепесткам, устанавливаемым на кожухе системы, либо 96
к штырькам, запрессованным в пластмассовый каркас. (В этом случае в кожухе системы необходимо предусмотреть отверстия.) Для получения высококачественных параметров и уменьшения аксиальной несимметрии магнитный кожух фокусирующей системы нужно собирать из точеных деталей и тщательно контролировать сборку. С основной фокусирующей катушкой обычно конструктивно совмещают катушки динамической подфокусировки пучка, о которых будет оказано ниже.
§ 5. Динамическая подфокусировка электронного пучка. При отклонении электронных пучков, как было показано в гл. 1, § 7, в электроннолучевых приборах геометрическое место наименьших сечений электронного пучка располагается на поверхности средней кривизны. Как правило, кривизна этой поверхности не совпадает с кривизной поверхности экрана прибора, зачастую поверхность экрана вообще делают плоской. В результате наблюдается потеря разрешающей способности по краям изображения (рис. 3.17). Пятно при отсутствии астигматизма имеет круглую форму, однако его размеры больше размеров пятна в центре изображения. Естественно, что величина пятна на краях изображения при прочих равных условиях определяется разностью радиусов поверхности средней кривизны /?к и экрана Ло и углом
Рис. 3.17. Ход лучей при отклонении электронного пучка:
о—к —- поверхность средней кривизны; о—э поверхность экрана; / — средняя плоскость фокусирующей катушки;
2 — центр отклоняющей системы.
7—2726
97
отклонения пучка. Из выражения (3.9) с учетом (3.4) получим формулу для расчета числа ампервитков, необходимых для фокусировки отклоненного пучка на экране.
а + в2 — 2Bj/7^— х2
С + У В2 —	— ~хг (3 1
где B=Ra — Rk.
Выражение (3.17) можно представить в виде ряда по степеням величины отклонения х [31]. Ограничиваясь двумя первыми членами разложения, получим
IN = Wife V	_ ю/г	. (3.18)
r ab	Г a 2RbRKV(a+b)b2 v ’
Первый член полностью аналогичен выражению (3.9), второй член определяет количество ампер-витков, которое должно быть добавлено к ампер-виткам, необходимым для статической фокусировки, чтобы сфокусировать пучок на краях изображения. Из выражения (3.18) видно, что требуемая форма тока подфокусировки — парабола. В случае, когда экран плоский (/?э—>оо), выражение для расчета числа ампер-витков подфокусировки имеет вид
MN = —1061/
F а
ах2
2/?кК(а + Ь)^’
(3.19)
В первом приближении величина отклонения х может быть определена как x=tgaL, где а—угол отклонения, L—-расстояние от центра отклоняющей системы до экрана. Как правило, 7?э>/?к, и поэтому по мере отклонения электронного пучка от центра к краю практически всегда необходимо уменьшать оптическую силу фокусирующей линзы [см. (3.18) и (3.19)], при этом величина магнитного поля фокусирующей катушки должна изменяться синхронно с частотой развертки электронного пучка. Так как в большинстве высококачественных устройств ток фокусировки обычно стабилизирован, то изменять его синхронно с частотой развертки довольно сложно. Поэтому для изменения напряженности магнитного фокусирующего поля с целью динамической подфокусировки 98
электронного пучка обычно используют дополнительные катушки или обмотки, расположенные конструктивно вместе с основной катушкой.
Для уменьшения дополнительных искажений пятна на экране катушки динамической подфокусировки должны создавать поле, мало отличающееся по форме от поля основной фокусирующей катушки. Оси этих полей должны быть совмещены. Так как ток катушки подфокусировки изменяется с частотой развертки, то при высоких частотах развертки необходимо выносить намотку за пределы магнитного кожуха для уменьшения влияния токов Фуко.
При частотах развертки менее 1 000 гц катушка динамической подфокусировки может быть помещена внутри магнитного экрана вместе с основной катушкой. При частотах развертки порядка 1000—3 000 гц наиболее целесообразно размещать катушки динамической подфокусировки в зазоре магнитного экрана (рис. 3.16). При частотах порядка десятков килогерц катушку динамической подфокусировки нужно устанавливать отдельно, вблизи основной катушки, приняв меры к обеспечению их соосности.
Если развертка электронного пучка производится в двух направлениях и с разными частотами, то для осуществления правильной динамической подфокусировки токи подфокусировки должны изменяться синхронно двум частотам развертки (например, в случае телевизионной развертки с частотой строк и кадров).
§ 6. «Короткие» четырехполюсные магнитные линзы. Четырехполюсная магнитная линза представляет собой электроннооптическую систему, образованную четырьмя симметричными магнитными полюсами. Сечение такой линзы средней плоскостью, перпендикулярной к оси электронного пучка z, изображено на рис. 3.18, пунктирными линиями показан характер расположения магнитных силовых линий. Магнитное поле линзы имеет две плоскости антисимметрии — плоскости xoz и yoz. Вследствие этого напряженность магнитного поля на оси z (точка о в сечении, показанном на рис. 3.18) равна нулю. Поэтому электроны, летящие вдоль оси. не подвергаются действию магнитного поля. На электроны, уходящие за плоскость рисунка и пересекающие 7*	99
эту плоскость в точках 3', 3", поперечное магнитное поле оказывает собирающее действие. Чем дальше от оси проходит электрон, тем больше величина составляющей индукции Ву, отклоняющей электроны к вертикальной средней плоскости yoz. С другой стороны, на электроны, пересекающие плоскость рисунка в точках 2', 2", 4', 4", поперечное магнитное поле оказывает рассеивающее действие. Чем дальше от оси
Рис. 3.18. Расположение силовых линий в четырехпэлюсной магнитной линзе.
находится электрон, тем больше величина составляющей Вх, отклоняющей электроны от горизонтальной средней плоскости xoz.
Рассмотрим, наконец, произвольные точки сечения пучка Аь Л2, А3, А4. Составляющие магнитной индукции Ву и Вх будут всегда расположены в этих точках так, чтобы деформировать пучок, сжимая его по направле
нию к средней плоскости yoz. В результате такой деформации пучок образует на экране электроннолучевого прибора, параллельном плоскости рисунка, пятно продолговатой формы — штрих-фокус, вытянутый вдоль оси у.
Уравнения параксиальных траекторий электрона в четырехполюсной магнитной линзе (1.41) после подстановки выражения (1.17) будут иметь вид [2]
0=0
(3.20)
В случае -^>0 из уравнения (3.20) следует, что у">0 и поэтому траектория электрона отклонится 100
от оси в плоскости yoz, а электрон в плоскости xoz
будет отклоняться к оси z и пересечет ее в какой-то плоскости z=zt (рис. 3.19). Если рассматривать четырехполюсную линзу как «короткую», то она действует на параксиальный пучок в плоскости xoz как собирающая линза с фокусным расстоянием Дав плоскости
yoz — как рассеивающая линза с отрицательным фокусным расстоянием—f. Это показано на рис. 3.19, где
приняты следующие обозначения:
a — расстояние от плоскости предмета (от плоскости «кроссовера» электронной пушки) до средней плоскости линзы;
fei — расстояние от средней плоскости линзы до плоскости действительного изображения (экран) для лучей, лежащих в плоскости xoz;
fe2 — расстояние от средней плоскости линзы до плоскости мнимого изображения для лучей, лежащих в плоскости yoz;
Zi и z2— условные границы эффективного магнитного поля.
Связь между этими параметрами дана известными фор-
Рис. 3.19. Ход лучей при фокусировке пучка «короткой* четырехполюсной линзой.
мулами для «коротких» собирающей и рассеивающей линз:
1	।	1	1 /Д
а “Ь Ьг “ f °)*
(3.21)
Для вычисления оптической силы «короткой» четырехполюсной магнитной линзы 1/f нужно знать произ-водную от составляющей магнитной индукции -д-Ч
взятую в точках
оси z, т. е. значения
Р=0
и ве-
101
личину энергии электронов, выраженную в единицах напряжения Фо. Считая, как обычно принимается для «коротких» линз, что расстояние электрона от оси в зоне действия поля не изменяется, проинтегрируем уравнение (3.20) и получим следующее выражение для оптической силы четырехполюсной магнитной линзы:
00
(3.22)
Длина линейного фокуса в плоскости фокусировки определяется выражением
/ф = 4а^ь>	(323)
где уо — угол между крайней траекторией круглого пучка, входящего в линзу, и осью z.
Поперечное увеличение линзы
(3.24)
Это увеличение не отличается от того, которое было бы получено, если вместо «короткой» четырехполюсной магнитной линзы установить там же обычную «короткую» осесимметричную магнитную линзу. А это означает, что ширина штрих-фокуса на экране или мишени трубки, определяющаяся в первом приближении произведением диаметра «кроссовера» и Л4, будет равна диаметру пятна на экране, которое получится, если при тех же условиях (в частности, при том же токе пучка) заменить четырехполюсную линзу обычной осесимметричной.
Простейшая магнитная четырехполюсная линза может быть собрана из постоянных магнитов, как показано на рис. 3.20.
Электромагнитная четырехполюсная линза может быть выполнена наподобие пары «седлообразных» катушек (рис. 3.21). Катушки располагаются таким образом, чтобы в сечении, перпендикулярном к оси, угол между соседними продольными участками намотки составил 90°.
102
Катушки включаются навстречу, создавая встречные магнитные потоки. Если использовать обычную отклоняющую систему, переключив в одной из катушек
Рис. 3.20. Простейшие четырехполюсные магнитные линзы.
направление тока, то мы также получим четырехполюсную магнитную линзу, однако эффективность такой несимметричной четырехполюсной линзы будет относи-
Рис. 3.21. Схема четырехполюсной магнитной линзы из седлообразных катушек:
а — расположение катушек; б — поперечное сечение.
тельно мала, так как магнитные поля близко расположенных друг к другу продольных участков намотки с противоположно направленными токами частично компенсируют друг друга. В такой конструкции четы-
103
рехполюсной магнитной линзы из двух «седлообразных» катушек для увеличения эффективности можно применить наружные магнитные экраны.
Другая конструкция четырехполюсной электромагнитной линзы показана на рис. 3.22. На цилиндрическом сердечнике из мягкого магнитного материала симметрично расположены четыре тороидальные намотки. Каждая из секций включена навстречу соседним
Рис. 3.22. Тороидальная четырехполюсная магнитная линза.
Рис. 3.23. Схема включения тороидальной четырехполюсной магнитной линзы.
секциям, как схематически показано на рис. 3.23. Сердечник для четырехполюсных магнитных линз тороидального типа может быть изготовлен из оксифера или стали Армко. После механической обработки сердечник из стали должен быть отожжен.
Пренебрегая явлениями насыщения в железе, можно утверждать, что магнитная индукция, а вместе с ней и значения производной, входящей в формулу (3.22), пропорциональны току /, протекающему через катушки. Следовательно, оптическая сила 1/f в случае четырехполюсной линзы пропорциональна первой степени I, тогда как в случае осесимметричной катушки оптическая сила была бы пропорциональна I2. Эта особенность связана с тем, что фокусировка в четырехполюсной линзе производится не продольным, а поперечным магнитным полем, отклонение в котором про-104
порционально первой степени В и, значит, первой степени /.
Для практических целей необходимо иметь формулы, связывающие оптическую силу четырехполюсной линзы 1/f с числом ампер-витков и габаритами катушки.
В случае, когда четырехполюсная магнитная линза представляет собой две «прямоугольные» катушки с тонкой намоткой, показанные на рис. 3.21, выражение для 1/f может быть проинтегрировано.
Рассмотрение магнитного поля токов можно заменить рассмотрением эквивалентного поля фиктивных магнитных диполей, образующих двойные магнитные слои—так называемые магнитные листки [32].
Потенциал однородного двойного слоя может быть представлен следующим образом:
£1 = сф,
(3.25)
где т — постоянный момент двойного слоя — в нашем случае выражается числом ампер-витков IN\ ф— телесный угол, под которым контур двойного слоя виден из точки, имеющей потенциал Q, причем знак угла ф считается совпадающим со знаком зарядов той стороны слоя, которая видна из точки наблюдения (точки, где определяется потенциал).
Выражение для скалярного магнитного потенциала в произвольной точке внутри четырехполюсной линзы записывается в виде
л
Q=IN
cos (n.R) dS
R2
(3.26)

Учитывая, что слой расположен на цилиндрической поверхности, интегрирование удобно проводить в цилиндрической системе координат г, в, 2, при этом dS=/?0dOdg и, как видно из рис. 3.21,
Я2 = (6 - 2)а + (/?0 cos fl - х)2 + (Яо sin fl - у)\
cos(n.
105
Выражение для магнитного потенциала в точке х, у, z запишется в виде
2

(/?о — х cos 0 — у sin 8) RodGd£	(3.27)
[(€ - г)2+(/?0 cos 8-х)2+(/?0 sin 6—£/)2]3/2 ’
При этом считаем, что начало координат расположено в центре четырехполюсной линзы.
Проведя вычисления, получим
х=0 у=0
(3.28) из выражения
Подставив значение
(3.28) в формулу (3.22)
и проинтегрировав, получим
или
1 _	/ е 8INL
f |/ 2тФ0
INI
(3.29)
(3.30)
В последнее равенство надо подставить 1N в ампервитках, I и Ro— в сантиметрах, Фо—в вольтах и тогда f получится в сантиметрах.
106
°’24SW
Как видно из этого выражения, всегда целесообразно с точки зрения уменьшения затрат мощности удлинять четырехполюсную линзу и уменьшать ее диаметр.
Для расчета оптической силы четырехполюсных магнитных линз тороидального типа воспользуемся методом расчета магнитных полей таких систем с магнитными сердечниками цилиндрической формы, предложенным Л. Э. Цирлиным [33]. Метод расчета основан на том, что при достаточно малом магнитном сопротив-
Рис. 3.24. Сечение тороидальной четырехполюсной линзы: 1 — магнитопровод; 2 — обмотка.
лении материала сердечника (это требование выполняется для всех практически применяемых систем) задача расчета магнитного поля сводится к расчету распределения потенциала, создаваемого конечной тонкостенной трубкой при заданном потенциале на ее поверхности, который определяется угловым распределением ампер-витков намотки. Указанная электростатическая задача решается независимо для каждой компоненты Фурье разложения потенциала по углу методом приближенного удовлетворения граничным условиям для потенциала на поверхности трубы при кусочно-непрерывном задании поверхностной плотности заряда. Этот метод удобен для электроннооптических расчетов, так как, во-первых, формулы, описывающие распределение магнитного поля, получаются в элементарной форме; во-вторых, получается разложение поля в ряд по расстоянию от оси, что позволяет легко учесть те члены этого разложения, которые нужны для расчета траекторий в требуемом приближении; в-третьих, легко оценивается максимальная погрешность рассчи-
107
тайного поля по точности удовлетворения граничных условий.
На рис. 3.24 схематически представлено продольное сечение тороидальной четырехполюсной магнитной линзы и указаны направления токов, принятые при расчете поля.
В приосевой области выражение для составляющей индукции Ву, найденное по этому методу, запишется в следующем виде:
V Ф
Л — z /Я2 + (Л — Z?

Y i ( Y tR2 + ^+^J ' \ Г«2 + (Ь-г)2 J
ciz "3
(3.31)
где —&R; l=k/R; l'=l—б, a. величины a2, b2 и S определяются из табл. 3.1 в зависимости от величины /. Здесь R — внутренний диаметр магнитопровода (/?в на рис. 3.24).
ТАБЛИЦА 3.1
Коэффициенты для расчета поля тороидальных катушек
1	аа		да	
	г = о,1	г = о,2	г = о,1	5 = 0,2
0,2	2,160		1,110	
0,3	2,090	—	1,120	—
0,4	2,070	—	1,160	—-
0,6	2,080	—	1,225	—
0,8	2,100	1,505	1,275	0,714
1,0	2,115	1,510	1,310	0,726
1,2	-	1,510	-	0,736
1,4	N	1,515	м 	0,741
1,6		1,515	N	0,747
1,8	-	1,520	»	0,750
2,0	——	1,520	—	0,756
108
Значение i2 определяется распределением намотки по углу и вычисляется по выражению
т
i2=^ f N (0) cos 20 dO.	(3.32)
It
Продифференцировав By по x и подставив полученное выражение в формулу (3.22), после интегрирования получим
<3S5>
Если намотка каждой из четырех катушек четырехполюсной линзы разбита на секции, выражение для 12 имеет вид
Ч (-S- (sin 2б> — sin 2бо) +
Н—5- пг (sin 262 — sin 20J-I—nt (sin 263 — sin 262)+... I,
(3.34) где
лг=^4-^+У.+...;
ДО следует подставлять в радианах.
В случае, когда обмотка каждой катушки распределена равномерно в угле 90°, выражение (3.33) упрощается и принимает вид
1	* 3.2W / 8	,	8 ,
f — V 2/пФ, „я2 \ 3 °2	3 °2
В
(3.35)
Для вычисления количества ампер-витков одной катушки (остальные три катушки линзы должны иметь столько же витков) преобразуем выражение (3.35)
1.25^ ГФ.
1N~~ (агК — Ь2Х'){
(3.36)
109
или, если обмотка сосредоточена в небольшом угле в центре каждой катушки,
0,8«2 1^Фо (а2^ — b^kr) f
IN=
(3.37)
В эти выражения нужно подставлять /?, f и X в сантиметрах, Фо — в вольтах, тогда 1N получаем в ампервитках.
Рис. 3.25. Несимметричная четырехполюсная линза.
§ 7. Аберрации четырехполюсных магнитных линз. Аберрации четырехполюсных магнитных линз классифицируются аналогично аберрациям осесимметричных магнитных и электростатических линз (гл. 1) по зависимостям от начальных координат и углов наклона траекторий. Как и в осесимметричных линзах, определяющим видом аберраций является сферическая. Она не зависит от размеров объекта в предметной плоскости и расположения электронного пучка по отношению к оси четырехполюсной линзы, и сохраняется
для точки предмета, расположенной на оси симметрии линзы. Отметим важную особенность магнитного поля четырехполюсных линз. В случае, когда магнитные силовые линии не только антисимметричны относительно осей х и у, но и симметричны относительно плоскостей, повернутых на угол 45° по отношению к координатным плоскостям (наиболее распространенные типы четырехполюсных магнитных линз относятся именно к этому случаю, рис. 3.18), четырехполюсные магнитные линзы называются симметричными.
В случае, если магнитное поле четырехполюсной линзы антисимметрично относительно плоскостей xoz yoz, но несимметрично относительно плоскостей, повернутых на угол 45° по отношению к координатным плоскостям, четырехполюсная магнитная линза называется несимметричной (рис. 3.25).
ПО
Рис. 3.26. Процесс юстировки четырехполюсной магнитной линзы.
Как показано в работах [34, 35], в симметричной четырехполюсной линзе сферическая аберрация всегда имеет один и тот же знак, как и в осесимметричных линзах. В несимметричных четырехполюсных линзах сферическая аберрация может быть скомпенсирована в некоторых направлениях при надлежащем подборе формы поля путем задания определенного закона намотки (34].
При несовпадении оси электронного пучка с осью магнитного поля линзы возникают все остальные виды аберраций третьего порядка. Для устранения этих видов искажений необходимо юстировать линзу относительно оси электронного пучка.
Для совмещения электронного пучка с осью магнитного поля четырохполюсной линзы используется следующее обстоятельство. Если в четырехполюсной магнитной линзе, которая собирает электронный пучок к плоскости yoz, изменить направление тока в обмотке, то она будет собирать пучок к плоскости xoz. т. е. положение штрих-фокуса на экране электроннолучевого прибора изменится на 90°. Таким образом, если запитать четырехполюсную магнитную линзу переменным током, то на экране прибора будут наблюдаться две взаимно перпендикулярные сфокусированные линии, соответствующие положительному и отрицательному полупериодам тока, а также своеобразный ореол (рис. 3.26).
Если ось магнитного поля четырехполюсной линзы не совпадает с осью электронного пучка, то эти две линии расположены несимметрично. Когда оси совмещены, на экране наблюдается симметричное крестообраз-
111
ное пятно. Последовательность процесса юстировки показана на рис. 3.26 (верхние три снимка).
Для юстировки четырехполюсной магнитной линзы можно использовать механическое устройство позволяющее перемещать линзу в двух взаимно перпендикулярных направлениях в плоскости, перпендикулярной коси электронного пучка. В этом же устройстве целесообразно предусмотреть возможность поворота линзы для установления нужного положения штрих-фокуса. Можно также использовать способ управления электронным пучком с помощью корректирующих катушек, описанный в § 3 этой главы.
§ 8. Две четырехполюсные линзы как фокусирующая система. Одиночные четырехполюсные магнитные линзы не нашли широкого применения для фокусировки электронного пучка в электроннолучевых приборах вследствие прямой зависимости длины штрих-фокуса от угла раствора пучка [см. (3.23)]. Угол раствора пучка изменяется при модуляции, следовательно, будет изменяться и длина штрих-фокуса. Поэтому в электроннолучевых приборах практически для получения штрих-фокуса используют либо комбинацию четырехполюсной магнитной линзы с осесимметричной линзой [2], либо пару четырехполюсных магнитных линз [36, 37].
В первом случае четырехполюсная магнитная линза располагается между фокусирующей катушкой и отклоняющей системой. Осесимметричная фокусирющая катушка, установленная ближе к электронному прожектору, служит линзой предварительной фокусировки, изменяющей наклон траекторий электронов, входящих в четырехполюсную линзу. В этом случае длина штрих-фокуса при модуляции пучка изменяется меньше и может регулироваться изменением оптической силы осесимметричной линзы. Для установления нужного направления штрих-фокуса необходимо предусмотреть возможность вращения четырехполюсной линзы. Такая фокусирующая система имеет недостаток, заключающийся в том, что увеличение этой системы в направлении фокусировки больше, чем при использовании в качестве фокусирующего устройства каждой линзы, входящей в систему. Кроме того, затруднена юстировка такой системы.
112
Две четырехполюсные магнитные линзы, установленные на электроннолучевом приборе последовательно одна за другой и повернутые друг относительно друга на угол 90°, при определенных соотношениях их оптических сил позволяют сфокусировать первоначально круглый пучок в штрих-фокус.
Рис. 3.27. Схема фокусировки пучка парой четырехполюсных магнитных линз.
На рис. 3.27 схематически показан ход лучей при фокусировке электронного пучка двумя четырехполюсными магнитными линзами в направлениях х и у.
Если каждая из четырехполюсных магнитных линз, входящих в систему, является «короткой», то можно записать следующие соотношения, связывающие оптическую силу каждой линзы с геометрическими размерами электроннолучевого прибора:
/1	^1	/2 ь ------ ^1
(3.38)
Решая систему уравнений (3.38), получим выражение для fi и f2:
.2  агс (L 4- с)
'1 _(a + c)(a + c + L)’
.2	L2c(a+c)
'2 —(L + c)(a + c + L)-
(3.39)
8—2726
113
При этих значениях fi и /г на экране или мишени получается стигматическое изображение.
Коэффициент увеличения рассматриваемой фокусирующей системы будет для направления фокусировки по оси у (рассеивающе-собирающая линза)
__ h(L-f2) у~ М«4-Л) ’
(3.40)
а для направления фокусировки по оси х (собирающе-рассеивающая линза)
(3.41)
Отношение коэффициентов увеличения по направлениям х и у равно
4- fif2) 4"	4" Qf2)
Mv ~(aL 4- fif2) - (Lf i 4- af2) *
(3.42)
Как видно из выражения (3.42), коэффициенты увеличения фокусирующей системы из двух четырехполюсных магнитных линз неодинаковы для направлений х и у, а именно: МХ>МУ. Это видно и непосредственно из рис. 3.27. Отношение -jp при заданных габаритах прибора можно изменять путем регулировки расстояния между линзами с.
Изображение круглого «кроссовера» при фокусировке такой парой четырехполюсных магнитных линз будет иметь вид штриха (точнее, более или менее вытянутого эллипса) Л Следовательно, разрешающая способность электроннолучевого прибора, в котором для фокусировки применена система из двух четырехполюсных магнитных линз, будет различной в двух направлениях. Увеличение «короткой» осесимметричной линзы в случае установки ее вместо пары четырехполюсных линз будет (рис. 3.27)
(3.43)
114
Как видно из рис. 3.27 и выражений (3.40), (3.41) и (3.43), МХ>М>МУ.
Итак, рассматриваемая фокусирующая система формирует на экране или мишени трубки действительное изображение предмета. При этом ширина штриха меньше диаметра круглого пятна, получаемого при фокусировке пучка осесимметричной линзой, а длина штриха больше диаметра круглого пятна. Следовательно, и разрешающая способность электроннолучевой трубки в одном направлении будет лучше, чем при фокусировке обычной осесимметричной линзой, а в другом направлении — хуже.
Если необходимо получить пятно в виде штрих-фокуса такой длины /ф, которой нельзя достигнуть при стигматическом изображении, то фокусные расстояния каждой линзы можно рассчитать по следующим выражениям:
fi [2(а + с+L) — р.] (а+ с) —	—
— 2агс (L 4- с) = 0,
(3.44) f2 [2 (а + с+L) - |х] (L+с) - f гас^ -
— 2L2c (a -j- с) = 0, где
И tgYo’
/ф — половина длины штрих-фокуса;
То — угол наклона крайней траектории пучка к оси до поступления пучка в первую линзу.
В случае использования для фокусировки пучка системы из двух четырехполюсных магнитных линз процесс юстировки несколько усложняется и практически может быть применен только способ механического перемещения каждой из линз системы. При юстировке такой системы поочередно проводят юстировку обеих линз, как это описано выше. После отдельной юстировки каждой линзы через обе линзы одновременно пропускают переменный ток и производят совмещение двух светящихся точек в одну путем перемещения одной или обеих линз относительно оси. Последовательность этих операций показана на трех нижних снимках рис. 3.26. 8*	115
После такой юстировки на переменном токе через обе четырехполюсные линзы пропускают постоянный ток и производят фокусировку пучка в плоскости экрана, получая на экране штрих-фокус.
Вращая одну из линз или поочередно обе линзы, добиваются того, чтобы при фокусировке светящееся пятно штрих-фокуса на экране трубки не вращалось, т. е. чтобы при изменении тока в любой четырехполюсной линзе происходила лишь расфокусировка пятна на экране трубки.
§ 9. Вращающийся штрих-фокус. Для автоматического анализа изображений, например при измерении раз
Рис. 3.28. Схема сдвоенной четырехполюсной линзы.
меров, счете частиц, контроле формы деталей или проката с помощью телевизионной системы, надо выделять контуры (границы) изображения.
Штрих-фокус может быть использован для выделения контурных линий и для анализа некоторых простых конфигураций, образованных такими линиями. Для этих целей во многих случаях необходимо производить развертку штрих-фоку-
сом, ориентация которого может изменяться. Такой способ можно применить, например, при анализе снимков со следами ядерных частиц [38, 39].
На рис. 3.28 схематически показано устройство сдвоенной четырехполюсной линзы, позволяющей получить на экране или мишени электроннолучевого прибора штрих-фокус, вращающийся вокруг своей центральной точки. * Как видно из рисунка, такая четырехполюсная линза состоит из двух совмещенных линз, оси которых расположены под углом 45°. Если через одну
* Способ вращения штрих-фокуса вокруг центра был предложен Л. И. Лубоятниковым и Б. А. Белоусовым.
116
Рис. 3.29. Токи в катушках сдвоенной четырехполюсной линзы (/i и /г) и системы смещения центра вращения (/з И /<)•
линзу (обозначенную на рисунке индексом 1) пропускать ток синусоидальной формы, а через вторую (обозначенную индексом 2)—ток такой же формы, но сдвинутый на угол 90° (рис.
3.29), то штрих-фокус будет последовательно занимать различные положения. В момент времени t\ ток в линзе 1 максимален и положителен, в линзе 2 ток в этот момент равен нулю, при этом штрих-фокус располагается вертикально (положение 1 на рис. 3.30,а). В момент времени /3 ток в линзе 1 максимален и отрицателен, а в линзе 2 равен нулю, при этом штрих-фокус располагается горизонтально -.(положение 3 на рис. 3.30,а).
В моменты времени /о и /2 ток в линзе 1 равен нулю, а в линзе 2 достигает максимума в отрицательном и положительном полуперио
дах соответственно. При этом штрих-фокус занимает положения 2 и 4.
В остальное время периода токи протекают одновременно в обеих линзах и мы имеем как бы эквивалент-
Рис. 3.30. Способы вращения штрих-фокуса:
а — вокруг центра; б — вокруг точки, смещенной относительно центра.
117
ную четырехполюсную линзу, полюса которой смещаются в угле 45° от полюсов линзы 1 к полюсам линзы 2, а штрих-фокус последовательно занимает все положения по окружности. Отметим, что каждый из концов штрих-фокуса за один период синусоидального тока по-
Рис. 3.31. Пример конфигураций, которым соответствуют одинаковые сигналы при вращении штрих-фокуса вокруг своего центра.
только вокруг своего центра,
следовательно проходит половину окружности. В ряде случаев надо измерить углы между линиями, выходящими из одной точки. При вращении штрих-фокуса вокруг своего центра в измерении угла остается неопределенность. Это видно, например, из рис. 3.31, где показаны два угла (а и р), отличающиеся друг от друга на 180°. Поэтому целесообразно иметь возможность вращать штрих-фокус не но и вокруг любой точки
на его продольной оси, в частности вокруг одного из концов (рис. 3.30,6) [38].
На рис. 3.32 схематически показано устройство, позволяющее получать на экране или мишени трубки
Рис. 3.32. Электроннооптическая система вращения штрих-фокуса:
1 — круглая фокусирующая катушка; 2 — сдвоенная четырехполюсная линза; 3 — катушка смещения центра вращения; 4 — отклоняющая система.
штрих-фокус, вращающийся вокруг той или иной точки его продольной оси.
Устройство состоит из сдвоенной четырехполюсной магнитной линзы (2) и системы смещения штрих-фокуса 118
в направлении его продольной оси (3). Одновременно на этом рисунке показана обычная осесимметричная фокусирующая катушка (1), служащая для регулировки размера штрих-фокуса, и отклоняющая система (4), с помощью которой можно установить пучок в любом месте экрана или мишени прибора по заданному закону отклонения (например, линейному или шаговому).
Система смещения представляет собой отклоняющее устройство, в котором создается вращающееся магнитное
Рис. 3.33. Система смещения штрих-фокуса: а — схема; б — диаграмма работы.
поле. Пусть через обмотки отклоняющих катушек, схематически изображенных на рис. 3.33,а, протекают токи синусоидальной формы Д и Д (см. рис. 3.29), сдвинутые по фазе на 90°. При этом электронный пучок будет отклоняться по окружности. В момент времени Д пучок отклонится в положение «1 (рис. 3.33,6), так как ток в одной катушке равен нулю. В момент времени Д пучок займет положение а2, а в моменты Ди Д — соответственно положения а3 и
Во все остальное время токи протекают через обе катушки и пучок, отклоняясь от центра, описывает на экране или мишени прибора окружность, диаметр которой пропорционален амплитуде токов Д и Д.
Если одновременно работают сдвоенная четырехполюсная линза и система смещения, то штрих-фокус может вращаться вокруг любой точки своей продольной оси, в частности вокруг одного из концов (рис. 3.30,6).
119
При этом частота токов /3 и Ц должна быть вдвое меньше частоты токов Ц и 1%, а фазовые соотношения между ними должны быть строго выдержаны.
На рис. 3.34,а и б представлены фотографии вращающегося штрих-фокуса (фотографии сделаны с экрана «приемной трубки, на модулятор которой подавались импульсы) при различных значениях токов /3 и /4.
Рис. 3.34. Следы вращающегося штрих-фокуса на экране приемной трубки, центр вращения не совпадает с центром штрих-фокуса.
§ 10. Способы коррекции осевого астигматизма осесимметричных фокусирующих систем. Как было сказано в гл. 1, § 7, одним из основных видов искажений формы сфокусированного пятна является осевой астигматизм, вызванный нарушением симметрии вращения. Нарушение симметрии вращения осесимметричных линз может быть вызвано следующими причинами:
1)	неточностью изготовления фокусирующих систем, например, овальностью внутреннего диаметра экрана, неточностью намотки катушки;
2)	неправильной сборкой экрана;
3)	неоднородностью материала экрана;
4)	наличием внешних магнитных полей.
Полностью устранить осевой астигматизм за счет повышения точности изготовления фокусирующих систем практически не удается. Поэтому для исправления этого вида искажений применяются специальные корректирующие устройства, получившие название стигма-торов.
120
Для компенсации осевой несимметрии поля фокусирующей катушки имеет смысл создать поле того же характера, какой имеет несимметрия, но противоположного знака. Для этой цели применяют слабые астигма-тичные линзы. В качестве таких линз можно использо
вать четырехполюсные магнитные линзы, выполненные •на постоянных магнитах или электромагнитные [40, 41, 42]. Если в качестве стигматора использовать одиночную четырехполюсную линзу, то необходимо ее вращать, что усложняет процесс настройки и требует специальных механических устройств.
Для исправления осевого астигматизма в любом направлении целесообразно иметь вращающееся магнитное поле, которое получается в сдвоенной четырехполюсной линзе.
Так как корректирующая линза (стигматор) исправляет астигматизм фокусирующей катушки, то желательно, чтобы средняя плоскость такой линзы совпадала со средней плоскостью основной линзы, а оси их были совмещены. Для этого нужно, чтобы катушки стигматора размещались на том же каркасе, на котором располагается обмот
ка фокусирующей катушки (рис. 3.35). Такая четырехполюсная линза выполняется «из четырех седлообразных катушек, расположенных под углом 45°, как это показано на рис. 3.36.
Питание каждой группы катушек, сдвинутых друг относительно друга на 45°, осуществляется через расположенные на одной оси вращения sin- и cos-потенцио-метры соответственно (рис. 3.36). Величина напряжения регулируется сопротивлением в общей цепи. При отсутствии sin- и cos-потенциометров можно использовать либо обычный сдвоенный потенциометр, либо потенциометр, имеющий четыре отвода под углом 90°.
Рис. 3.35. Фокусирующая система со стигматором:
1 — каркас катушки; 2 — катушки стигматора; 3 — обмотка основной катушки; 4 — магнитопровод.
121
§ 11. Магнитостатические фокусирующие системы. Осесимметричные и четырехполюсные фокусирующие линзы могут быть выполнены из постоянных магнитов. Применение постоянных магнитов исключает затраты мощности, которая требуется для питания электромагнитных систем. Отпадает необходимость в источниках питания. Однако магнитостатические фокусирующие си-
Л 0
Рис. 3.36. Схема включения стигматора: 1 — катушки стигматора; 2 и 3 — sin- и cos-потенциометры; 4 — переменное сопротивление.
стемы обладают рядом недостатков, ограничивающих их применение:
а)	затруднена юстировка магнитостатических фокусирующих систем;
б)	регулировка оптической силы таких систем требует применения механических устройств;
в)	при изменении окружающей температуры изменяется напряженность магнитного поля и поэтому требуются устройства термокомпенсации;
г)	протяженность магнитного поля магнитостатических систем существенно больше, чем у электромагнитных, что приводит вследствие существенного перекрытия с полем отклоняющей системы и проникновения в область электронной пушки к росту аберраций фокусировки и отклонения пучка, а следовательно, к потере разрешающей способности по полю изображения;
д)	магнитостатическая система налагает специальные условия на конструкцию блока, в котором она устанавливается. Намагничивание крепящих конструкций 122
(кронштейнов, шасси, опор и т. д.) приводит к ослаблению поля фокусирующей системы. Поэтому вблизи магнитостатических систем желательно иметь только
немагнитные материалы.
Наиболее массовыми электроннолучевыми приборами являются приемные электроннолучевые трубки, используемые в телевизионных приемниках. Эти трубки, как
правило, имеют электростатическую фокусирующую систему. В тех же устройствах, где исполь-
б)
Рис. 3.37. Простейшие магнитостатические линзы: а — однокольцевая; б — двухкольцевая.
зуются электроннолучевые трубки с магнитной фокусировкой, как правило, к ним предъявляются довольно высокие требования по качественным показателям, в частности по разрешающей способности.
Из-за перечисленных причин магнитостатические фокусирующие системы используются редко. Поэтому мы ограничимся только кратким рассмотрением этих систем.
Намагниченное кольцо представляет собой простейшую осесимметричную фокусирующую систему (рис. 3.37,а). Поле рассеяния такого одиночного кольца существенно больше поля рассеяния электромагнитной системы. Под полем рассеяния понимается та часть поля, которая непосредственно не используется для фокусировки пучка. Для оценки полей рассеяния намагни-
123
ченного кольца воспользуемся выражениями, полученными И. И. Цуккерманом [2]. Заменяя поле намагниченного кольца полем элементарных диполей, расположенных по окружности, равной среднему радиусу кольца /?о, получим следующее выражение для магнитной индукции кольца:
В(г)=—
'	«о
(3.45)
Величина индукции поля на оси в средней плоскости кольца В (0) =—Afo/J?3o, Л40=,2ДЛ4 — абсолютная величина суммарного магнитного момента всех элементарных диполей.
На рис. 3,38 показан вид функции B(z)IB(G). Эта функция имеет максимум в плоскости z=0 и минимумы в точкахz= ±ргЗ/2./?о. Полярассеяния составляют примерно 20% от значения поля в центре и убывают очень медленно. Поэтому однокольцевые магнитостатические системы практически не используются. Для уменьшения полей рассеяния магнитостатические осесимметричные системы собирают из двух намагниченных навстречу друг другу колец (рис. 3.37,6). Для индукции двух одинаковых колец получается выражение
(3.46)
В средней плоскости В=0. В точках z=±ao индукция достигает максимума и минимума. Вследствие взаимной компенсации полей рассеяния общее поле рассеяния такой системы существенно уменьшается.
Для регулировки оптической силы магнитостатических линз используют либо магнитные шунты, представ-124
ляющие собой цилиндры, механически перемещаемые по поверхности колец, либо перемещение одного кольца по отношению к другому. При сближении колец оптическая сила линзы падает. Для поддержания постоянства величины магнитного поля при изменении температурных условий обычно используются термошунты из материалов, имеющих температурный коэффициент того
Рис. 3.38. Поле на оси магнитного кольца.
же знака, что и температурный коэффициент материала кольца. Так, если с ростом температуры напряженность поля колец падает, то должна падать и проницаемость термошунта. Для изготовления магнитных колец обычно используют железо — никель — алюминиевые сплавы или магнитную керамику (ферроксдюр).
Для шунтов используют сплавы хрома, никеля и железа.
Электростатическое отклонение электронных пучков
§ 1. Типы электростатических отклоняющих устройств. Электростатическое отклонение электронного пучка в электроннолучевых приборах применяется чаще всего в тех случаях, когда скорость движения электронного пятна по экрану или мишени прибора должна очень резко изменяться по одному или обоим направлениям развертки. Это наиболее характерно для осциллографических трубок, так как скорость временной развертки у них меняется в широких пределах, а закон изменения исследуемого сигнала вообще заранее не известен. В таких условиях магнитные отклоняющие устройства не могут быть применены вследствие их большой инерционности. Другой причиной применения электростатического отклонения может быть вес, габариты и в известной мере потребляемая мощность. Эти причины привели, например, к использованию электростатического отклонения в некоторых телевизионных передающих трубках типа видикон [43].
Углы отклонения, скорости электронов, законы отклонения и другие условия работы отклоняющих устройств могут быть весьма различны, но во всех случаях они должны удовлетворять некоторым общим требованиям:
1)	обеспечивать отклонение электронного пучка по заданному временному закону на заданный угол в одном или двух направлениях;
126
2)	обеспечивать минимальные искажения пучка при отклонении;
3)	обеспечивать пропорциональность отклонения приложенной к отклоняющему устройству разности потенциалов;
4)	иметь максимальную чувствительность (величину отклонения в градусах или миллиметрах на 1 в приложенного напряжения);
5)	желательно иметь минимальную межэлектродную емкость.
Первое из этих требований должно, очевидно, выполняться безусловно. Второе требование весьма важно, но ему чаще всего при конструировании отклоняющей системы уделяется недостаточно внимания. Отчасти это объясняется, вероятно, наиболее широкой областью применения электростатических отклоняющих устройств — осциллографией, где доминирующее значение имеют третье и четвертое требования; отчасти же— тем, что в руках конструктора мало возможностей влиять на этот параметр отклоняющего устройства. Во всяком случае надо отметить, что электростатические отклоняющие устройства способны обеспечивать отклонение с малыми искажениями на значительно меньшие углы, чем магнитные. Третье требование имеет различные значения в устройствах разных классов. При отклонении электронного пучка по заданному временному закону выполнение этого условия облегчает создание генераторов разверток, в которых не нужно вводить коррекции на нелинейность отклонения, а также обеспечивает правильную форму растра (отсутствие геометрических искажений). При отклонении же электронного пучка напряжением, пропорциональным исследуемому сигналу (в осциллографических трубках) невыполнение этого требования исключает возможность количественных измерений.
Выполнение последних двух требований, очевидно, облегчает создание генераторов разверток, уменьшает мощность, необходимую для отклонения, или уменьшает усиление исследуемого сигнала в осциллографии.
Наиболее просто создать электростатическое отклоняющее устройство для отклонения электронного пучка в одном направлении. Это может быть просто пара плоских параллельных пластин, расположенных симме-
127
трично относительно оси пучка и имеющих разный потенциал (рис. 4.1). Электронный пучок при этом отклоняется в направлении противоположном направлению напряженности электрического поля, т. е. к пластине, имеющей более высокий потенциал. Такая пара пластин является составной частью большинства электростатических отклоняющих устройств. Однако плоские парал-
Рис. 4.1. Отклоняющая система из двух плоских параллельных пластин.
лельные пластины не обеспечивают максимальной чувствительности, поэтому применяют расходящиеся пластины, пластины, согнутые под углом или изогнутые по некоторой кривой. Сечения таких пластин плоскостью, проходящей через ось пучка, показаны на рис. 4.2. Заме-
Рис. 4.2. Отклоняющие системы из пластин различной формы.
тим, что в плоскости, перпендикулярной к оси пучка, пластины обычно не изгибают, что вызвано как технологическими трудностями, так и теми особенностями электростатических отклоняющих устройств, обеспечивающих отклонение в двух направлениях, о которых будет сказа-128
но ниже. В то же время только такой изгиб пластин в поперечном к пучку направлении позволил бы изменять форму распределения отклоняющего поля в пространстве и влиять на искажения пучка при отклонении.
Для отклонения пучка в двух направлениях нужно создать устройство, в котором можно было бы независимо регулировать величину составляющих напряженности электрического поля по двум этим направлениям. Расположение двух пар пластин по сторонам квадрата не приводит к желаемому результату: составляющая напряженности поля по одному направлению для любой внеосевой точки оказывается зависящей от потенциала второй пары пластин; отклонения пучка по разным направлениям оказываются зависимыми.
Заметим, что при магнитном отклонении оказывается возможным простым наложением отклоняющих катушек совместить в пространстве два независимых отклоняющих поля. Это объясняется тем, что магнитное поле образуется токами, распределение которых в пространстве просто задается при помощи распределения проводников катушек. Электрическое же поле создается зарядами на проводящих электродах, которые распределяются так, что потенциал поверхности каждого электрода постоянен. Поэтому при внесении в поле системы электродов (например, двух плоских пластин) каких-либо дополнительных электродов первоначальное поле изменяется, даже если внесенные электроды имеют суммарный заряд, равный нулю.
Для сохранения простой формы электродов отклоняющих устройств в большинстве случаев разделяют области отклонения пучка по разным направлениям. При этом отклонение по каждому направлению осуществляется парой пластин (рис. 4.3), которые могут быть либо плоскими, либо изогнутыми для увеличения чувствительности. Как видно на рисунке, пучок электронов входит во вторую (по ходу пучка) пару пластин не по оси, а в стороне от нее. Поэтому поле этой пары пластин должно быть независимым от координаты, по которой пучок отклонен первой парой пластин. Это приводит к невозможности использовать пластины с кривизной по двум направлениям, которые были бы нужны для исправления искажений пучка, возникающих при отклонении.
9—2726	129
Однако имеется две возможности совместить в электростатической отклоняющей системе отклонение по двум направлениям. Первый путь реализован в «дефлек-троне» Шлезингера [44, 45]. Эта отклоняющая система
У
Рис. 4.3. Электростатическая отклоняющая система для отклонения электронного пучка в двух направлениях.
имеет четыре электрода сложной формы, нанесенных на внутреннюю поверхность цилиндра из изолирующего материала (рис. 4.4). В дефлектроне форма электродов подобрана таким образом, чтобы, несмотря на неодно-
G, град
Рис. 4.4. Развертка электродов «дефлектрона» Шлезингера.
По оси абсцисс отложен азимутальный угол; ось ординат соответствует продольной оси системы.
родное поле в каждом его сечении, поперечном оси, суммарное по всей длине системы отклонение пучка по каждому направлению зависело только от потенциалов двух противолежащих электродов.
130
Другая возможность создания электростатической отклоняющей системы с совмещением отклонения по двум направлениям реализована в конструкции, предложенной одним из авторов [46]. В этой конструкции имеется также четыре электрода, нанесенных на внутреннюю поверхность цилиндра или конуса из изолятора, но эти электроды имеют форму гребенок с несколькими (тремя или пятью) зубцами в виде полос, параллельных образующим поверхности (рис. 4.5). Полосы
Рис. 4.5. Развертка электродов отклоняющей системы из полос (каждый электрод из трех полос).
По оси абсцисс отложен азимутальный угол; ось ординат соответствует продольной оси системы.
одного электрода проходят между двух других электродов, при этом ширина полос выбирается такой, чтобы каждая пара противолежащих электродов создавала в возможно более широкой области близкое к однородному электрическое поле. При сложении однородных полей от двух пар электродов получается однородное поле, направление которого произвольно изменяется. Таким образом, обеспечивается независимость отклонения по двум направлениям, но не в среднем по длине системы, как в «дефлектроне» Шлезингера, а в любом ее сечении.
В некоторых случаях возникает необходимость отклонять пучок столь быстро изменяющимся напряжением, что время прохождения электронами отклоняющей системы оказывается одного порядка с временем изменения сигнала. При этом нарушается пропорциональность между величиной отклонения и величиной сигнала, отклонение начинает зависеть от частоты, а чувствительность падает.
9е	131
Для преодоления этих трудностей используются специальные отклоняющие системы с бегущей волной [47]. Каждый электрод такой отклоняющей системы является замедляющей структурой (рис. 4.6), скорость распространения электромагнитной волны вдоль которой подбирается одинаковой со скоростью пролета электронов. Сигнал вводится со стороны системы, ближайшей к электронному прожектору. При этом каждый электрон во
Рис. 4.6. Отклоняющая система с бегущей волной.
время своего пролета через отклоняющую систему подвергается действию постоянного по величине электрического поля (соответствующего сигналу, пришедшему в момент его входа в отклоняющую систему). Это обеспечивает независимость чувствительности от частоты сигнала и пропорциональность отклонения величине сигнала. Применение таких отклоняющих систем позволило создать осциллографы для анализа электрических сигналов очень малой длительности.
§ 2. Отклонение электронного пучка в параксиальном приближении. При отклонении электронного пучка на произвольный большой угол возникают различные искажения и анализ отклонения весьма сложен. Поэтому для расчета чувствительности отклоняющих устройств, для определения их основных конструктивных размеров пользуются обычно приближенными формулами, считая 132
угол отклонения а малым, а отклоняющее поле в области движения электронов равным полю на оси системы. В этом приближении отклонение пучка в электрическом поле описывается формулами (1.52), где следует положить В=0. В эти формулы следует подставлять распределение поля вдоль оси г, соответствующее выбранной конструкции отклоняющей системы.
Для плоских параллельных отклоняющих пластин обычно принимают, что внутри пластин поле однородно и равно V\ld (где Vi— разность потенциалов пластин, d — расстояние между ними), а вне пластин поле равно нулю. Это, конечно, весьма грубое приближение, так как нигде в пространстве не может существовать линия разрыва непрерывности электрического поля. Однако достаточно хорошее совпадение с реальными величинами отклонения пучка и простота получающихся формул делают это грубое приближение весьма полезным. Теперь легко получить, что после .прохождения плоских параллельных отклоняющих пластин длиной I электронный пучок отклонится на угол а и
^а==^г-
Касательная к траектории отклоненного пучка пересекает ось в центре пластин. Эту точку называют центром отклонения, так как все отклоненные пластинами электроны (если они двигались до отклонения вдоль оси) кажутся исходящими из этой точки.
В этом же приближении расстояние от оси, на котором электрон оказывается у края пластин, будет
VJ1
У~ 4Ф0с( *
(4.2)
Очевидно, что это расстояние должно быть меньше d/2. Комбинируя формулы (4.2) и (4.1), легко получить, что tgaMaKC<-p, а размах напряжения
^>2Ф01ё2аЬ1акс.	(4.3)
Таким образом, при увеличении угла отклонения приходится либо увеличивать расстояние между плоскими параллельными отклоняющими пластинами, либо укорачивать их. И то, и другое ведет к увеличению 133
отклоняющего напряжения, т. е. к уменьшению чувствительности.
Более высокую чувствительность можно получить, используя отклоняющие пластины, показанные на рис. 4.7,а. Можно приближенно считать, что между параллельными частями пластин поле однородно Е = = Vi/di, а на расходящейся части — обратно про-
Рис. 4.7. К расчету отклоняющих систем из пластин: а — изогнутых под углом; б — оптимальной формы.
порционально расстоянию между пластинами d= = di + 2(z—/i)tg4pi (обозначения ясны из рисунка). При этих допущениях
( Viz 2Ф<Л
(О < Z < /,),

Vih । Vi . rf, + 2(z — М tg ф 2<М, "Г4Ф<)1ёФ	di

VJi । V. < ds .2Фва, ' 4Ф0 tg ф 1П d,
(Z>1).
(4.4)
Траектория же отклоненного элекгрона внутри системы будет
*/(z)=
Viz2
4Ф.<Л
(О < z < /,),

Xln	+ 2(Zd7?1)—-2(г-/.)tgф} (/,<г</).
(4.5)
Имеется ряд условий, позволяющих определить оптимальную форму пластин. Можно считать, что вели-134
чина di задана как технологическими возможностями, так и диаметром отклоняемого пучка. Пучок не должен задевать отклоняющие пластины на всей своей длине, но должен проходить возможно ближе к ним. Поэтому у(1) должно быть приблизительно равно (d2/2)—г0, где го—радиус пучка, a */(/i)^-j—г*. Легко видеть, что tg-ф должен быть больше tgaMaKc- Определять условия оптимума для таких пластин нецелесообразно, так как удобнее воспользоваться выведенными ниже условиями для пластин оптимальной формы при такой же длине I и подобрать приближенную к такой форме пластин ломаную линию.
Если считать, что у пластин произвольной криволинейной формы (рис. 4.7,6), расстояние между которыми d=2S(z), напряженность поля в каждой точке определяется формулой Еу= Vi/2S(z), то уравнение траектории отклоненного электрона будет
Действие пластин наиболее эффективно, если электронный пучок проходит непосредственно вдоль них, т. е. y=S—rQ. При этом уравнение (4.6) превращается в следующее уравнение для оптимальной формы пластин:
4Ф03 ’
(4.7)
Для определения формы пластин по уравнению (4.7) следует задать расстояние d в начале пластин d(0) = =2S(O)>2ro, максимальный угол отклонения а и длину пластин /. Надо еще задать S'(0), причем, очевидно, следует принять 5'(0)=0. Уравнение (4.7) легко интегрируется
s-/<4-8>
Так как задан максимальный угол отклонения а, то уравнение (4.8) дает одно условие для определения постоянных
<4-9>
135
Наконец, проинтегрировав (4.8) и преобразовав полученный интеграл, получим
 V 1 S(0)
S (0) V 8Ф0 J
(4.Ю)
Комбинируя (4.9) и (4.10), получаем для определения отношения S(/)/S(0) следующее условие:
* tg « _ р / S (Z) 1 2S(0) — | S(0) J’
где ___________________________Них
F (x) = ]Flnx С ex‘dx
о
(4.П)
(4.12)
График функции F(x) приведен на рис. 4.8. Определив из него S(/)/S(0), можно воспользовавшись формулой (4.9), найти требующуюся для отклонения разность потенциалов а затем по (4.10) рассчитать форму пластин. Функция
Fj (х) = j e*2dx, о
которая необходима при этом расчете, также приведена на рис. 4.8.
Надо отметить, что увеличение длины пластин оптимальной (или близкой к ней) формы с точки зрения чувствительности к отклонению всегда полезно, так как снижается энергия, запасаемая в отклоняющем поле.
Рассмотрим теперь свойства электростатических отклоняющих устройств с совмещенным отклонением по двум направлениям.
Устройство «дефлектрон» Шлезингера основано на следующем. Однородное поперечное к оси электрическое поле будет создано, если на поверхности цилиндра потенциал распределяется по закону синуса (или косинуса) азимутального угла 0. Создать такое непрерывное распределение потенциала с помощью металлических электродов невозможно. Кроме того, мало создать потенциал, изменяющийся, например, по закону 136
Vi sin 6, так как это обеспечит отклонение в одном направлении. Надо иметь потенциал, изменяющийся по закону Vi sin 6 + V2 cos 0 при возможности независимой
регулировки амплитуд р(Х) , Vi и У2.
В отклоняющей системе «дефлектрон» для обхода этой трудности не стремятся к выполнению указанных условий в каждом поперечном сечении отклоняющей системы, а добиваются их выполнения в среднем на некоторой длине 1 вдоль оси, причем X может либо равняться полной длине I отклоняющей системы, либо укладываться на этой длине любое целое чи-
Рис. 4.8. К расчету отклоняющих пластин оптимальной формы.
необходи-
ело раз. При этом оказывается, что с учетом
мой ширины зазоров для изоляции форма четырех отклоняющих электродов должна быть выбрана так, чтобы
их границы лежали на линиях:
для электрода
- для электрода У2;
137
Форма двух других электродов аналогична. Обозначения ясны из рис. 4.4, где показана развертка такой отклоняющей системы. На рисунке видно, что каждый электрод дополнен небольшой добавкой, которая необходима из-за наличия сдвига А для создания зазора между электродами.
Средняя напряженность поля, создаваемая двумя электродами такой системы:
где D — диаметр цилиндра, на котором расположены электроды.	_
Легко видеть, что эта напряженность поля в У 2 раз меньше, чем напряженность поля, созданного плоскими пластинами, расположенными на том же расстоянии D. Поэтому и чувствительность «дефлектрона» во столько же раз меньше, чем чувствительность отклоняющей системы из плоских пластин. «Дефлектрон» может быть выполнен также на конической поверхности, что несколько увеличивает чувствительность. Преимущества «дефлектрона» в уменьшении длины отклоняющей системы и совмещении центров отклонения пучка по обоим направлениям. Изготовлена такая отклоняющая система может быть только фотоспособом на внутренней поверхности цилиндра или конуса из изолятора (например, стекла или вакуумной керамики).
Отклоняющая система с совмещенными центрами отклонения по двум осям может быть выполнена и на основе другого принципа [46]. Выполним каждый из четырех электродов в виде гребенки с нечетным числом зубцов (полос), расположенных вдоль образующих цилиндрической поверхности. На рис. 4.5 схематически показана такая система в случае деления каждого электрода на три полосы. Можно подобрать ширину полос таким образом, чтобы в разложении потенциала на цилиндрической поверхности по гармоникам угла 6 отсутствовали либо только третья, либо третья и пятая (в случае пяти полос), либо еще и более высокие гармоники. При этом поле во все более широкой приосевой зоне будет близко к однородному. Практически уже при системе с электродами из трех полос поле близко к однородному примерно до 60% радиуса цилиндра при 138
угле 01=25° (рис. 4.5). Может быть целесообразным увеличение числа полос до пяти, так как заметно увеличивается зона однородности поля; дальнейшее же увеличение числа полос не приводит к существенным положительным результатам, но сильно усложняет изготовление отклоняющей системы и увеличивает общую ширину зазоров между электродами. Последнее, как и увеличение зазора в «дефлектроне», ухудшает чувствительность. Чувствительность такой отклоняющей системы такая же, как и чувствительность «дефлек-трона». Ее преимуществом является более простая форма электродов, облегчающая изготовление, а также возможность простым способом (изменением относительной ширины полос, т. е. угла 6J изменять распределение поля в пространстве, влияя тем самым на искажения пучка и растра при отклонении.
§ 3. Ограничения частоты развертки. Так как наиболее широко электростатические отклоняющие системы применяются в осциллографических трубках, то весьма важен вопрос об ограничениях частоты развертки или крутизны фронта сигнала, которые могут быть преобразованы без искажений в отклонение электронного пучка. Первой причиной, которая может привести к таким ограничениям, является конечное время пролета электронов через отклоняющую систему. Действительно, если на отклоняющие пластины подано, например, синусоидальное напряжение, период которого равен времени пролета электронов через систему, то луч, очевидно, не испытывает никакого отклонения. В случае же изменения отклоняющего напряжения с некоторой частотой (o(Vi = Vo sin to/) угол отклонения будет в том же приближении, что и при выводе формулы (4.1)
/пФ0 cod S*n 2 (^1+^2) sin 2	(4.14)
Здесь tx — момент влета электрона в отклоняющую систему; /2 — момент вылета.
139
Так как t2—ti = l/vz = I yrm/\/(2e^Q, то при w—(J формула (4.14) переходит в обычную формулу для отклонения при низкой частоте
и'(0)—zv°sin
У w — 2Ф0^
(4.15)
Формулы (4.14) и (4.15) представляют отклонение пучка по синусоидальному закону, но с разными амплитудами у'о (со) и у'о(О), отношение которых
И _ sin ( 2 И 2бфв )
#zo (0) со/ _/* т ~ V Ж
(4.16)
определяет частотную характеристику чувствительности отклоняющей системы в зависимости от времени про
Рис. 4.9. Зависимость чувствительности электростатической отклоняющей системы от частоты вследствие влияния конечного времени пролета электронов.
лета электронов (рис. 4.9). Линейно зависящий от частоты сдвиг фазы отклонения в формуле (4.14) приводит только к запаздыванию отклонения по отношению к сигналу.
Легко видеть, что при -у-< 1 влияние времени пролета электронов мало, но уже при равенстве этой величины л/2 чувствительность падает примерно на 35%, а при	= * отклонение отсутствует.
140
Например, при ускоряющем напряжении Фо=5 кв и длине системы /=2 см заметные ограничения возникают при частоте со = 2л/«6000 Мгц. Заметим, что простой путь уменьшения влияния времени пролета: уменьшение / или увеличение Фо — приводит к падению чувствительности системы и не всегда пригоден.
Кроме времени пролета электронов через систему на частотные свойства электростатических отклоняющих
систем оказывает действие наличие собственной емкости системы С и индуктивности вводов L, причем эти ограничения, как показывает дальнейший анализ, сказываются значительно раньше, чем вызванные первой причиной.
Благодаря наличию в системе
Рис. 4.10. Эквивалентная схема электростатической отклоняющей си-
емкости и индуктивности вводов образуется контур, эквивалентная схема которого показана на рис. 4.10. Сопротивление /?долж-
стемы:
L — индуктивность вводов; С — собственная емкость отклоняющих пластин; 7? — активное сопротивление.
но быть введено в этот контур, чтобы при приложении импульсного напряжения сигнала не было больших выбросов. При приложении к контуру в момент /=0 скачка напряжения Vi разность потенциалов между пластинами будет изменяться по закону [47]
V=V, Г1—e““z(j-sin р/ — cos₽*)1,	(4.17)
R . D2 1 R*
где a—2L , Р —	4£2 •
Для того чтобы выброс был мал, целесообразно принять а = р, тогда получим R2 = 2-^-, а так как резо-
£	1	/Г
нансная частота контура /0=----7=“ легко может быть
2л у LC измерена, то удобна следующая формула для определения Л:
1	_ 0,22
л У"2/0С “ foC ‘
(4.18)
141
Постоянная времени контура т=/?С и формула (4.17) преобразуется к виду
У = У, 1—e
t । • cos-----F sin
(4.19)
Отсюда легко определить время нарастания фронта напряжения на пластинах. Действительно, У=У1 при
= О, а первый корень этого уравнения
tx =-^-т	2,3т и дает время нарастания фронта им
пульса
(4.20)
Частотная характеристика при этих же условиях бу
дет пропорциональна l-j-"^
. При обычных вы-
водах отклоняющих пластин в ножку прибора индуктивность вводов оказывается весьма значительной и fo может быть порядка единиц мегагерц. Для снижения индуктивности целесообразно выводить отклоняющие пластины сквозь горловину прибора в непосредственной близости от пластин. При этом удается довести величину /о до сотен мегагерц. Сравнивая эти частоты и частоты, при которых проявляется влияние времени пролета электронов через пластины, легко видеть, что индуктивность вводов и собственная емкость пластин начинают сказываться при более низких частотах и, следовательно, с ними нужно бороться в первую очередь.
Укорочение длины вводов, применение коаксиальных вводов и некоторые другие меры могут снизить влияние этого фактора настолько, что окажется целесообразной борьба с действием времени пролета электронов. При этом следует отметить, что оба рассматриваемых фактора проявляются независимо.
Если разделить одну из отклоняющих пластин на ряд отдельных электродов и между ними поставить индуктивности (рис. 4.11), то за счет собственных емко-142
стей пластин получим линию задержки. Каждая ячейка такой линии имеет время задержки Т = LC. Очевидно, что если подобрать это время задержки Т равным времени пролета электронов через такую элементарную ячейку отклоняющей системы, то в каждой ячейке электрон будет подвергаться действию одного и того же поля. Конечно, в пределах каждой ячейки сохраняет свою силу формула (4.16), но при /, равном длине ячейки, а не полной длине отклоняющей системы. Таким образом, граничная частота за счет времени пролета может быть увеличена во столько раз, на сколько частей
Рис. 4.11. Отклоняющая система с линией задержки сигнала с сосредоточенными параметрами.
разделена отклоняющая пластина. Линия задержки должна быть нагружена сопротивлением 7?=^/"-^-» т. е. равным волновому сопротивлению линии. Только при этом условии не будет отражения волны от конца линии, нарушающего правильные условия отклонения [48].
Ограничения частоты сигнала в случае использования такой отклоняющей системы определяются тем, что линия задержки представляет собой цепочку фильтров, , 1 1 верхняя граничная частота которых frp=——=^-. Так как Т должно быть равно времени пролета электронов через ячейку линии задержки, то для увеличения /гр нужно уменьшать это время, т. е. либо уменьшать размеры пластин, либо увеличивать скорость электронов. Оба мероприятия приводят к уменьшению чувствительности, если не увеличивать число отдельных пластин. Практически следует считать заданной желаемую верхнюю границу частот сигнала /гр, что позволяет опреде* лить Т и время пролета электронов, а когда выбрана
14
величина ускоряющего потенциала, то и длину участков, на которые должна быть разделена отклоняющая пластина. После этого просто определить емкость С элементарной ячейки линии, так как расстояние между отклоняющими пластинами легко выбрать на основании соображений, изложенных в предыдущем параграфе. Так как сигнал удобно вводить при помощи коаксиального кабеля и ввода, то волновое сопротивление линии задержки Zo= V* L/C должно быть взято равным волновому сопротивлению этого кабеля. Это соотношение определяет одновременно и сопротивление, которым должна быть нагружена линия, и величину индуктивности ячейки L. В работе [49] описана трубка с отклоняющей системой такого типа, имеющая полосу пропускания сигнала /гр= 1200 Мгц, ZQ=75 ом, ускоряющее напряжение 2000 в, диаметр пятна на экране 0,02 мм и требующая сигнала 0,27 в для отклонения пучка на величину диаметра пятна.
Логическим развитием такого типа отклоняющей системы является переход к замедляющей системе с распределенными параметрами, которая за счет еще большего уменьшения каждой элементарной ячейки позволяет увеличить граничную частоту сигнала и уменьшить падение чувствительности за счет изменения сигнала за время пролета электронов через ячейку. В системах такого типа один из отклоняющих электродов делается всегда сплошным и обычно выполняет роль наружного экрана и заземляется. Другой электрод имеет вид спирали той или иной формы из ленты. Один из возможных вариантов конструкции такой системы, использованный в трубке, описанной в работе [50], показан на рис. 4.6. Ввод и вывод сигнала осуществляются через коаксиальные выводы, волновое сопротивление которых должно быть хорошо согласовано с волновым сопротивлением замедляющей системы. Скорость распространения сигнала вдоль линии должна совпадать со скоростью электронов вдоль оси. Так как замедляющая система всегда обладает некоторой дисперсией, то точное выполнение этого условия невозможно. В работе [48] показано, что для того, чтобы обеспечить лучшую частотную характеристику чувствительности отклоняющей системы, выгодно выполнить это условие в области наибольших частот сигнала.
144
Трубки с отклоняющими системами такого типа могут обладать равномерной чувствительностью в диапазоне частот до 10—15 Ггц при достаточно высокой ее величине.
Надо только заметить, что для получения хорошей чувствительности приходится выбирать малые расстояния между отклоняющими электродами и, следовательно, такие трубки всегда имеют малый угол отклонения. Поэтому для достижения достаточной точности измерения сигнала стремятся к такому уменьшению диаметра пятна, чтобы на длине максимального отклонения укладывалось 50—100 диаметров пятна. При этом размер осциллограммы на экране трубки может быть настолько малым, что придется пользоваться небольшим микроскопом. Конечно, требования к точности изготовления и отработки электроннооптической системы такой трубки весьма высоки.
§ 4. Аберрации при электростатическом отклонении электронного пучка. Рассмотрение искажений пучка при отклонении в двух направлениях с учетом неоднородности отклоняющего поля как в продольном (вдоль оси z), так и в поперечном направлениях приводит к очень сложным формулам, которые практически трудно использовать. Учитывая, что в большинстве случаев при электростатическом отклонении используют последовательное отклонение пучка по двум направлениям и принимают меры к возможно меньшему перекрытию отклоняющих полей, можно ограничиться рассмотрением искажений при отклонении только в одном направлении. Однако следует учесть, что в отклоняющее поле может попадать пучок, уже предварительно отклоненный вдоль перпендикулярной к отклоняющему полю оси.
Примем, что отклоняющее поле имеет основную составляющую вдоль оси у. Разложение такого поля в ряд по степеням расстояния от оси приведено в гл. 1 [формула (1.18)]. Будем считать, что в отклоняющую систему входит конический сходящийся в точку в плоскости экрана z = L пучок. Координату z будем отсчитывать от середины отклоняющей системы. Учитывая возможность предварительного отклонения пучка по направлению оси х, будем считать, что пучок сходится на 1П—2726	145
экране в точку с координатами х=х8, у=0. Выражения для ошибок отклонения в плоскости экрана примут при этом вид ([3], стр. 536)
(4.21)
Аг/ — tZj -]— а^У s |	s) I- d-jXsx $ | (у s) •
Коэффициенты аберраций аг- выражаются следующим образом через величину и форму отклоняющего поля [см. формулу (1.18)]:
L
20
+ Еу [(2 — L) у\ — У J У\ dz,
L
zQ
a’=J Йг{2f (z ~ L)2y' + Ey l(z ~ L) y>idz’ *o
a*=f {4 Z~^T~F (z ~ L) y' + 3E“y’} dz' (4-22) «0
L
at—yt (L)+J 25? (г — dz’ Zq
L
z0
L
*o

146
где zQ—координата z, при которой отклоняющее поле можно считать равным нулю;
Ух — траектория электрона, двигавшегося до отклонения вдоль оси, вычисленная в параксиальном приближении
2Ф0
(C-z)dC.
*0
Коэффициенты аг, ^5 и а? соответствуют ошибкам изображения, связанным с первоначальным отклонением пучка вдоль оси х. Из формул (4.22) легко видеть, что эти коэффициенты равны нулю в случае Г=0, т. е. для поля, не зависящего от координаты х. Поэтому по крайней мере вторую по ходу пучка пару отклоняющих электродов целесообразно делать в виде пластин, изогнутых только по направлению оси z (или плоских) и имеющих достаточную ширину.
Коэффициенты а3 и а4 определяют ошибки, пропорциональные углу раствора пучка и квадрату угла отклонения: астигматизм и кривизну поля. Если xs=0 и пучок конический, то
x's = <ocosx,
У'* = со sin X
и аберрационная кривая при наличии только коэффициентов «з, а4 будет
Дх2 I Д#2 _____
(Osw)2 ' (а„со)2~
(4.23)
Это — эллипс с полуосями а3(о и а4со. Ход лучей при наличии этого вида ошибок отклонения показан на рис. 1.7. На поверхности с радиусом кривизны рмер пучок фокусируется в штрих, перпендикулярный к направлению отклонения, а на поверхности с радиусом кривизны Рсаг—в штрих, лежащий в плоскости отклонения. Кривизна этих поверхностей
1_________2о4
Рмер а2 (Ь Zq)2
(4.24)
1 2q3
Pear	а2 (L — Z0)2
10е
147
На поверхности с радиусом кривизны рСр
(4.25)
пучок фокусируется в кружок наименьшего радиуса. Эта поверхность называется поверхностью средней кривизны.
Коэффициенты ав и а$ определяют ошибку изображения, пропорциональную углу отклонения и квадрату угла раствора пучка, которая называется комой. Аберрационная кривая комы
Дх2 (^Г2
2“ («в — fle) <*>2
(4.26)
— эллипс с полуосями Яб(о2 и у («6—^8)со2, смещенный
относительно точки параксиального отклонения в направлении отклонения на величину у (Яб + яв)со2. Заметим, что при Г=0 коэффициент a6=f/i(L), а а3=0. При этом отношение полуосей эллипса комы 1 :2 и он проходит через точку параксиального отклонения.
Коэффициент ах определяет смещение пучка в целом без дефокусировки относительно точки параксиального отклонения, пропорционального отклоняющему полю. Таким образом, этот коэффициент соответствует ошибке отклонения, вызывающей нелинейность и геометрические искажения.
Для плоских параллельных отклоняющих пластин можно приближенно считать, как это сделано при выводе формул идеального отклонения, что Еу постоянно внутри пластин и равно нулю во внешней области. Для такого «практически однородного» отклоняющего поля ошибки отклонения будут
(L---Ц x's — 2Lax's t/s,
(4.27)
=—г “’+(¥+4+4-z) a^'« - «)'•
148
Обычно L>1 и а много больше xrs и t/zs, поэтому основные искажения при отклонении в одном направлении обусловлены астигматизмом и кривизной поля. При отклонении в двух направлениях x's и угол а — величины одного порядка, поэтому последние члены в формулах (4.27) также оказывают существенное влияние.
Вследствие большой величины аберраций и трудности их исправления электростатические отклоняющие системы обычно используются только при относительно малых углах отклонения 0,2 4-0,3 рад.
§ 5. О выборе электростатической отклоняющей системы и ее конструкции. При конструировании отклоняющей системы прежде всего следует учесть полосу частот отклоняющего напряжения. В случае низких частот (до нескольких мегагерц) не следует принимать никаких особых мер для улучшения частотной характеристики: длина пластин определяется углом отклонения и чувствительностью, выводы могут проходить через ножку прибора. .При более высоких частотах следует прежде всего уменьшать индуктивность выводов, а затем принимать другие меры по улучшению частотной характеристики. Этот вопрос достаточно подробно разобран в § 3.
В случае низких частот для повышения чувствительности целесообразно применять изогнутые или расходящиеся плоские пластины. Наименьшее расстояние между пластинами ограничивается диаметром пучка в области отклонения, длина пластин определяется либо конструктивными соображениями, либо (в случае параллельных пластин) требуемым углом отклонения. В каждом случае следует принимать специальные меры для экранирования одной пары пластин от поля другой пары пластин. Для этой цели используют плоскую разделительную диафрагму со щелью для прохода пучка.
Отклоняющие системы с общим центром вследствие сложности их изготовления следует применять только в случаях необходимости во чтобы то ни стало уменьшить длину прибора или при необходимости ортогонализировать пучок после его отклонения (например, при считывании сигнала с мишени пучком электронов малых энергий [43]).
149
Магнитные отклоняющие системы
§ 1. Типы магнитных отклоняющих систем. Для отклонения электронных пучков в большинстве электроннолучевых приборов (в частности, в приемных трубках) применяется магнитное поле. Для создания отклоняющего магнитного поля используют устройства, получившие название отклоняющих систем. Магнитная отклоняющая система является одновременно частью общей электроннооптической системы (трубка — отклоняющая система) и частью радиотехнической схемы генератора разверток. Поэтому при разработке отклоняющих систем исходят из пяти основных требований:
1.	Отклоняющая система совместно с электроннолучевым прибором должна обеспечивать получение разрешающей способности по полю изображения и геометрическую правильность растра.
2.	Отклоняющая система должна быть по возможности более эффективной, т. е. мощность, необходимая для отклонения электронного пучка на 1° (LI2 или RI2), должна быть минимальной.
3.	Конструкция отклоняющей системы должна обеспечивать возможность получения нужного закона отклонения электронного пучка (круговая развертка, ортогональная развертка и др.) при заданных электроннооптических параметрах.
4.	Электрические параметры отклоняющей системы: индуктивность катушек L, омическое сопротивление R и распределенная емкость С — должны выбираться 150
с учетом совместной работы с генератором развертки для обеспечения необходимой величины и формы отклоняющего тока.
Рис. 5.1. Отклоняющие системы без магнитопровода.
5.	Конструкция отклоняющей системы, предназначенной для массовых приборов, должна быть технологичной и обеспечивать повторяемость электроннооптических и электрических параметров.
Рис. 5.2. Отклоняющие системы с наружным магнитопроводом: а — магнитопровод, собранный из колец; б — магнитопровод из оксифера.
По конструкции современные отклоняющие системы могут быть разбиты на пять типов:
1)	без магнитопровода, выполненные из одной или нескольких пар катушек седлообразной формы (рис. 5.1);
2)	с наружным магнитопроводом, расположенным поверх отклоняющих катушек (рис. 5.2);
151
3)	с внутренним магнитопроводом (рис. 5.3);
4)	представляющие собой комбинацию катушек с внутренним магнитопроводом и катушек с внешним магнитопроводом (рис. 5.4);
5)	статорного типа (рис. 5.5).
Рис. 5.3. Тороидальные отклоняющие системы:
а — сердечник из Г-образных пластин; б — цилиндрический сердечник из оксифера.
Любую из этих конструкций в принципе можно использовать при заданном регулярном законе развертки (по линейному или синусоидальному закону в одном
или двух направлениях, по закону спиральной или радиально-круговой или шаго
Рис. 5.4. Комбинированные отклоняющие системы.
152
вой разверток и др.). При высокоскоростных нерегулярных законах развертки применение магнитного отклонения затруднено (широкополосная осциллография и др.).
Как было указано в гл. 1, § 6, для отклонения электронного пучка магнитным полем необходимо отклоняющее устройство, создающее антисимметричное магнитное поле. Такая откло-
Рис. 5.5. Магнитопровод статорной отклоняющей системы.
няющая система должна состоять из симметричных элементов, т. е. витки намотки отклоняющей системы и элементы магнитопровода должны быть симметричны относительно двух взаимно перпендикулярных плоскостей, проходящих через ось системы.
Этому условию должна удовлетворять любая конструкция отклоняющей системы.
Рассмотрим особенности конструкции каждого типа систем.
Отклоняющие системы без магнитопровода. Системы этого типа собирают из катушек седлообразной формы. В зависимости от вида отклонения электронного пучка такая система может состоять из одной пары катушек в случае отклонения электронного пучка в одном направлении и из двух пар катушек, расположенных взаимно перпендикулярно, в случае отклонения пучка в двух взаимно перпендикулярных направлениях или по закону круговой, радиально-круговой или спиральной разверток. В последних трех случаях целесообразно иметь обе пары катушек строго идентичными по форме и электрическим данным, что значительно упрощает построение схемы генератора токов, питающего отклоняющую систему. Обычно отклоняющие катушки в системах этого типа устанавливают на каркасе из изоляционного материала, имеющем для фиксации положения катушек выступы или пазы. Если система состоит из двух пар катушек, то зачастую делаются два каркаса, входящих один в другой с возможностью поворота одного относи-
153
тельно другого для строгой взаимно перпендикулярной установки обоих магнитных полей (рис. 5.1,а).
Сами отклоняющие катушки могут быть выполнены тремя способами:
1.	Отклоняющие катушки секционируются и мотаются в плоских шаблонах, состоящих из двух щек, между которыми имеется вкладыш, определяющий толщину намотки.
Для задания нужного распределения секций по углу в щеках делаются отверстия, в которые вставляются
Рис. 5.6. Оправка для намотки катушек в изогнутом состоянии.
штыри, обычно располагаемые по диагонали намотки. Таким образом, геометрические размеры намотки катушек задаются расположением штырей и толщиной вкладыша. Каждая секция во время намотки перевязывается нитками (для этого в шаблоне делаются соответствующие прорези). Затем катушка изгибается и укладывается на каркас.
2.	Секционированные отклоняющие катушки наматываются на шаблонах (рис. 5.6), которые сразу задают геометрическую форму катушек и фиксируют распределение витков по углу.
Для фиксации распределения секций используются штыри (шпильки) и прокладки из изоляционного материала, устанавливаемые в процессе намотки между секциями катушки.
Катушки, изготовленные в таких шаблонах, после намотки необходимо пропитать лаком (например, лаком 154
МГМ) * и высушить. Можно использовать также провод со спекающейся изоляцией (например, марки ПЭВДД). В этом случае после намотки катушки нагревают с таким расчетом, чтобы произвести спекание верхних слоев изоляции проводников.
3.	Отклоняющие катушки мотаются в специальных шаблонах, определяющих окончательную форму кату-
Рис. 5.7. Шаблоны для намотки катушек седлообразной формы.
шек; нужный закон распределения обмотки по сечению достигается за счет плавного изменения толщины сечения шаблона от начала намотки к концу (рис. 5.7).
В этом случае проводники катушки скрепляются так же, как в предыдущем.
Однако следует учесть, что этот способ технически наиболее сложен, так как он требует применения калиброванного провода, постоянного натяга и т. д.
Катушки, изготовленные по первому способу, требуют для фиксации секций наличия специальных каркасов с пазами, в которые они укладываются и укрепляются с помощью специальных лаков или других изоляционных материалов. Катушки, изготовленные по второму и третьему способам, не требуют наличия двух каркасов, но в случае использования одного каркаса сле-
* Для склейки катушек нельзя испэльзовать клей, разрушающий изоляцию провода (например, БФ).
155
дует учесть, что в катушках могут возникать большие пики напряжения (например, в катушках строчной развертки для приемной телевизионной трубки 35ЛК4Б, имеющих L= 10 мгн, при частоте развертки 15625 гц и длительности обратного хода развертки 6—8 мксек пик напряжения достигает 1 кв). Поэтому при сборке на одном каркасе во избежание пробоев между парами катушек необходимо прокладывать между ними дополнительную изоляцию из материала типа триацетатной пленки, резины и т. д.
Основным недостатком отклоняющих систем этого типа является их низкая эффективность по сравнению с другими типами систем. Поэтому такие конструкции практически мало используются в современной аппаратуре.
Отклоняющие системы с внешним магнитопроводом. Отклоняющие системы этого типа отличаются от систем первого типа наличием наружного магнитопровода. Наружный магнитопровод (обычно цилиндрический) выполняется в виде оксиферового кольца (рис. 5.2,6) либо из набора тонких колец (рис. 5.2,а), изготовленных из магнитомягкого материала, например пермалоя или стали с большим содержанием кремния .(сталь ВЧ), для уменьшения потерь при высокочастотных развертках.
Эти меры необходимы для уменьшения токов Фуко в сердечнике, которые кроме ухудшения эффективности системы вызывают также задержку начала развертки.
Отклоняющая система, показанная на рис. 5.2,а, удобна в эксплуатации, однако при отклонении пучка в двух направлениях за счет того, что одна пара катушек расположена поверх другой, увеличивается диаметр магнитопровода, а следовательно, уменьшается эффективность системы. Более эффективна конструкция рис. 5.2,6. Здесь продольные части катушек расположены в одной плоскости, общая толщина намотки примерно в два раза меньше, чем в конструкции рис. 5.2,а, поэтому меньше диаметр магнитопровода. Несмотря на сложность изготовления катушек, предпочтение отдают этой конструкции.
Тороидальные отклоняющие системы. Отклоняющие системы этого типа выполняются довольно просто. На рис. 5.3 представлены две конструкции тороидальных систем, 1НА
В конструкции, представленной на рис. 5.3,а, сердечник выполнен из набора Г-образных стальных пластин аналогично сердечнику трансформатора. На сердечнике расположены четыре отклоняющие катушки, которые могут отклонять пучок в двух взаимно перпендикулярных направлениях или по закону круговой, радиальнокруговой и спиральной разверток.
Существенным недостатком этой конструкции является трудность получения нужной формы отклоняющего поля, а значит, и полу-
чение нужных электроннооптических параметров. Кроме того, эта система довольно громоздка, имеет большой вес, требует больших затрат ручного труда на сборку. В современной аппаратуре системы такого типа применять нецелесообразно.
Рис. 5.8. Каркас и сердечник тороидальной отклоняющей системы.
Другая конструкция отклоняющей системы представлена на рис.
5.3,6. Она проще и представляет собой пластмассовый
каркас, состоящий из двух деталей, внутри которого помещается оксиферовый сердечник (рис. 5.8).
Для увеличения эффективности системы на оксиферовый сердечник устанавливается дополнительно одно или два медных кольца. Каркас разбит на несколько
секций для обеспечения более точной фиксации витков
обмотки. Намотка катушек производится на тороидальном намоточном станке. Изготовление такой отклоняю
щей системы требует значительно меньшей затраты ручного труда на сборку, чем системы первого и второго
типов.
Фиксированное положение витков при намотке катушек практически обеспечивает полную повторяемость электроннооптических параметров при массовом производстве.
Существенным недостатком отклоняющих систем этого типа является сильная связь между парами откло-157
няющих катушек, расположенными на одном сердечнике, что приводит в случае использования этих систем в телевизионных устройствах к искривлению строк телевизионного растра в начале периода развертки и появлению яркостных столбов.
Способы борьбы с этими паразитными колебаниями описаны ниже. Однако этот недостаток несуществен в случае использования системы для получения отклонения электронного пучка по закону круговой, радиально
Рис. 5.9. Детали комбинированных систем: а — тороидальные катушки; б — седлообразные катушки.
круговой и спиральной разверток. Применение идентичных по эффективности и электрическим параметрам пар катушек облегчает задачу построения генераторов круговой и спиральной разверток.
Комбинированные отклоняющие системы. Конструкции отклоняющих систем этого типа являются комбинацией тороидальных катушек и катушек с внешним магнитопроводом. Причем внутренний сердечник тороидальных катушек является наружным магнитопроводом второй пары катушек. Такие системы нашли наиболее широкое распространение в телевизионных приемных устройствах.
На рис. 5.4 показаны две конструкции систем такого типа, а на рис. 5.9 — отдельные детали этих систем. Для удешевления отклоняющей системы, устанавливаемой в телевизионных приемниках, обычно тороидальная пара катушек наматывается прямо на оксиферовом сердечнике (между обмоткой и сердечником прокладывается слой изоляции из ленты либо на сердечник наносится слой лака) без применения секционированного каркаса. 158
Для высококачественных устройств применяются секционированные каркасы. Сердечник, изготовляемый из оксифера, состоит из двух половинок. Обычно изготавливают сердечник круглой или конусообразной формы целиком и затем его раскалывают термоударом. Для этого на сердечник наносят две графитовые линии, к которым подключают переменное напряжение. Происходит местный нагрев кольца, и оно раскалывается на две половинки.
Вторая пара катушек наматывается в специальных шаблонах (рис. 5.7), где она принимает нужную форму и обеспечивается необходимый закон распределения обмотки по сечению {51]. Как было указано, для намотки таких катушек наиболее целесообразно применять провод со спекающейся изоляцией.
Отклоняющие системы этого типа свободны от основного недостатка тороидальных конструкций, и в то же время повторяемость электроннооптических параметров при массовом производстве систем повышается по сравнению с системами второго типа, уменьшаются затраты ручного труда на их изготовление, а следовательно, и их стоимость при массовом производстве.
Отклоняющие системы статорного типа. Отклоняющие системы статорного типа (рис. 5.5) высоко эффективны, так как между полюсными наконечниками и стеклянной горловиной трубки создается короткий воздушный зазор. Таким образом, значительная часть магнитного поля сосредоточивается в той области, где оно необходимо для отклонения.
Магнитопровод отклоняющей системы собирается аналогично статору электромотора из пластин или изготовляется из оксифера или ферропластмассы. Пластины штампуются из высокочастотной стали или пермаллоя толщиной 0,15—0,5 мм и изолируются друг от друга прокладками из изоляционного материала или покрываются лаком. Благодаря изоляции каждой пластины удается сократить расход металла и уменьшить вес, практически не ухудшая эффективности системы. Катушки выполняются в виде отдельных секций и укладываются в пазы магнитопровода [29].
Системы такой конструкции сложны в изготовлении и дороги. На их сборку требуется много ручного труда. Кроме того, практически в таких конструкциях очень
159
трудно получить нужное распределение магнитного поля в пространстве.
Магнитное поле статорной системы искажается с приближением к магнитопроводу из-за наличия зубцов статора. Для расширения области неискаженного поля необходимо уменьшить ширину паза. Однако уменьшение ширины паза увеличивает индуктивность и, следовательно, при прочих равных условиях ухудшается эффек-
Рис. 5.10. Схема отклонения электронного пучка:
/ — средняя плоскость фокусирующей катушки; 2 — область эффективного магнитного поля; 3 — экран.
тивность. В системах этого типа не удается полностью исключить индуктивную связь между двумя парами катушек.
§ 2. Отклонение электронного пучка магнитным полем в параксиальном приближении. На электрон, входящий в поперечное магнитное поле отклоняющей системы, действует сила, перпендикулярная к плоскости, в которой расположены его скорость и вектор индукции магнитного поля. Поэтому электрон в магнитном поле отклоняется по кривой, радиус кривизны которой обратно пропорционален В. По выходе из магнитного поля, если на электрон не действуют никакие силы (как в приемных электроннолучевых трубках), он движется по прямой, касательной к траектории в конце действия магнитного поля. Под углом отклонения понимают угол, который образуется пересечением оси системы с этой касательной (рис. 5.10). Если используются отклоняю-160
щие системы без магнитопровода или с магнитопроводом, работающим в ненасыщенном режиме, то уравнения траекторий в параксиальном приближении (1.47) могут быть преобразованы следующим образом:
—00	—00
(5.1)
р2
—00	—00
В этом случае начало координат помещено в центре отклоняющей системы; L — расстояние от центра отклоняющей системы до экрана трубки; Вм— поле, создаваемое отклоняющими катушками на оси системы.
В)
Рис. 5.11. К расчету поля седлообразных катушек без магнитопровода.
Будем считать, что один виток отклоняющей системы образован четырьмя продольными и четырьмя лобовыми проводниками в случае катушек седлообразной формы (на рис. 5.11,в показан один виток седлообразной катушки) и четырьмя продольными проводниками в случае тороидальной системы. Так как отклоняющие систе-11—2726	161
мы должны обязательно иметь плоскости симметрии и антисимметрии, то обмотка любого типа отклоняющих катушек состоит из четырех симметричных секторов (на рис. 5.12, схематически показано поперечное сечение трех типов отклоняющих систем). Каждый сектор отклоняющей системы может быть разбит на несколько секций для задания определенного закона намотки по углу. Число проводников в секторе П= =Л^+М2+^з+... По принятому нами условию число ампер-витков отклоняющей системы равно числу ампер-проводников одного сектора обмотки. В катушках седлообразной формы число ампер-витков каждой из двух катушек равно числу ампер-проводников в секторе. Рассчитаем необходимое для отклонения электронного пучка число ампер-витков отклоняющих седлообразных катушек без магнитопровода, схематически показанных на рис. 5.11. На основании закона Био-Савара можно записать следующее выражение для B0(z) [2]*, приняв обозначения, показанные на рис. 5.11:
д , к 8/Afcosm j z + A _______ z— А	| I
o(2)— 10D	+ (z + X)2	+ —Xp f *
21 ND cos |x0J	z + A	z — A
10	( [R2 + (z + A)2]3/2 [fl2 + (z — A)2]3/2
Первый член правой части равенства (5.2) соответствует полю четырех продольных участков, а второй член — полю четырех торцевых участков (Пи Т на рис. 5.11).
Подставив выражение для Вог в (5.1) и проинтегрировав, получим
/е bAINzvs}^ Г (L + A) Yr2 + (L + А)2 2тФ0 R	2
(L-A)//^+(L-A)2 ,
_ Я2 in (L + A) + }</?2 + (L + A)2
2	(£_Л)+^^ + (£_Х)2
* Будем предполагать, что намотка таких катушек не секционирована, а сосредоточена в каком-то угле Д0 под углом ц0 к оси х.
162
Рис. 5.12. Поперечные сечения отклоняющих систем:
а — с наружным магнитопроводом; б — тороидальной; в — статорной. 11*
163
Последний член правой части этого выражения определяет отклонение, создаваемое четырьмя торцевыми частями катушки. Как видно из этого выражения, величина отклонения электронного пучка за счет поля, создаваемого торцевыми участками намотки, очень незначительна и составляет 2—4% от общей величины отклонения.
Для большинства электроннолучевых приборов расстояние от центра отклоняющей системы до экрана значительно больше половины длины отклоняющей системы % и радиуса системы /?. При и £>/? выражение (5.3) упрощается:
/е 1 z4/7Vcos|x0 - г
—1,6—(5.4)
Учитывая, что-у-= tg а, получим
уд;__ 2, 1 1<фо/? tg <х Л cos |л0
(5.5)
В это выражение необходимо подставлять Фо в вольтах, R и Л — в сантиметрах.
Из формулы (5.5) видно, что необходимое для отклонения электронного пучка число ампер-витков прямо пропорционально диаметру отклоняющей системы, углу отклонения пучка (величине отклонения на экране трубки), корню квадратному из ускоряющего напряжения и обратно пропорционально длине отклоняющей системы 2Х и косинусу угла ро, определяющего расположение эквивалентного витка намотки (этот виток находится в центре тяжести намотки). Эти выводы справедливы для всех типов отклоняющих систем.
Следовательно, при прочих равных условиях всегда желательно выбирать максимальную длину отклоняющей системы при наименьшем возможном диаметре. Это целесообразно и с точки зрения получения оптимальных электроннооптических параметров, так как при этом уменьшается кривизна поля, уменьшается напряженность отклоняющего поля в области фокусировки и, как следствие этого, уменьшаются ошибки, связанные с перекрытием фокусирующего и отклоняющего полей.
164
Однако максимальная длина отклоняющей системы определяется геометрическими размерами трубки и в первую очередь внутренним диаметром горловины (рис. 5.13). Если отклоняющая система расположена только в цилиндрической части горловины, то, приняв обозначения рис. 5.13, получим
1 — Ул—	/к
Обычно величину г0 нужно взять на 0,7—1 мм меньше внутреннего радиуса горловины.
Для расчета электроннооптических характеристик отклоняющих систем с магнитопроводом необходимо
прежде всего уметь находить распределение магнитной индукции при заданной форме катушек и магнитопровода. В случае применения отклоняющих систем с магнитопроводом цилиндрической формы для этой цели наиболее удобно воспользоваться методом, предложенным Л. Э. Цырлиным [33], основ
Рис. 5.13. К расчету длины отклоняющей системы.
ные идеи которого
кратко изложены в гл. 3, § 5. Ранее вопрос о расчете магнитных полей отклоняющих седлообразных и тороидальных систем с магнитопроводом был рассмотрен Л. И. Лубоятниковым и И. А. Хвылей, однако без учета влияния конечной длины отклоняющей системы.
Используя общие выражения работы [33], можно получить формулы для магнитной индукции тороидальных отклоняющих систем и седлообразных отклоняющих систем с неотогнутыми лобовыми витками. Последние
очень редко используются в приемных электроннолучевых трубках, но широко применяются в системах с совмещенными полями фокусировки и отклонения (см. гл. 6).
Магнитная индукция на оси отклоняющих катушек рассчитывается в зависимости ог координаты z и основных конструктивных параметров: внутреннего радиуса
165
магнитопровода /?, его длины 2Z, углового распределения намотки, которое однозначно определяет пространственные гармоники тока fi, г'з, ..длины торцевых витков Л.
Индукция на оси определяется первой гармоникой тока z‘i, высшие гармоники необходимо учитывать только
Рис. 5.14. Продольное сечение седлообразных отклоняющих катушек с наружным магнитопроводом:
1 — магнитопровод; 2 — обмотка.
при определении распределения поля по поперечному к оси сечению.
Для седлообразных катушек с неотогнутыми лобовыми витками и наружным магнитопроводом (рис. 5.14) получим
В. (г) = 0^1^	(5.7)
где
= Z —|—-г; т2 = 2— г; т3 — Х-f-г;
т. = Х — Z' т, = 2,4-2; тл = 2, — г; Ж	#	в	Д I *	О	л	9
ki = \^Ri^-m2{ (1 = 1, 2, 3, 4, 7, 8); l' = l — tR; Д = 1 — Г; Л1=Г —0,4Я.
166
Коэффициенты	Ci определяются в зависимо-
сти от отношений 1=~%~ и т=/—1Г и приведены в табл. 5.1.
Рис. 5.15. Продольное сечение тороидальных отклоняющих катушек:
/ — сердечник; 2 — обмотка.
Для тороидальных катушек (рис. 5.15) получим
(5.8)
где
Bo(z) = WKiiPo,
Значения Шг, ki аналогичны этим же значениям в выражении (5.7).
Значения коэффициентов а\ и приведены в табл. 5.2 в зависимости от соотношения При
расчетах надо учесть, что Л,=,Х—>б/?> значения 6 следует брать из табл. 5.2.
Значение Ц определяется распределением намотки по углу (рис. 5.12) и вычисляется по выражению
тс V
С Q(0)cos0d0=^
1 nR J v '	itR
0
COS фср,
(5.9)
cos фСр=(sin 6, — sin 60) + п.г (sin 02 — sin 6t) +...,
167
О 00
ТАБЛИЦА 5.1
Коэффициенты для расчета поля седлообразных катушек (первая гармоника)
/ = -^-	т																
	0		0,2			0,4			0,6			0,8			1		
	„0 а\	ь?	01	*1	Ci	01	bi	Ci	0i	bi	Cl	01	bi	c.i	0i	bi	Ci
0,6	0,70	1,10															
0,8	0,70	1,12	1,55	1	0,85	1,01	0,69	0,46									
1	0,70	1,13	1,57	1,04	0,87	1,02	0,71	0,47	—	—	—		—	*	—	——	——
1.2	0,70	1,14	1,58	1,05	0,88	1,03	0,73	0,47	0,76	0,49	0,30	—	* 		—	—	—
1.4	0,70	1,14	1,59	1,06	0,89	1,04	0,74	0,48	0,76	0,51	0,30	—-	—	11 **	—	——	—
1,6	0,71	1,15	1,60	1,07	0,90	1,04	0,75	0,48	0,77	0,53	0,30	0,62	0,38	0,21	—	—	—
1,8	0,71	1,15	1,60	1,07	0,90	1,04	0,76	0,48	0,78	0,55	0,31	0,63	0,40	0,21	* 	—	—
2	0,71	1,15	1,61	1,08	0,90	1,05	0,77	0,49	0,78	0,55	0,31	0,64	0,41	0,22	0,54	0,31	0,16
2,2	0,71	1,15	1,62	1,08	0,91	1,05	0,77	0,49	0,78	0,55	0,31	0,64	0,41	0,22	0,54	0,32	0,16
2,4	0,71	1,15	1,62	1,08	0,91	1,05	0,78	0,49	0,79	0,56	0,31	0,64	0,41	0,22	0,54	0,33	0,16
Коэффициенты для расчета поля седлообразных катушек (третья гармоника)*
	0Э	b>	lo	03	b3	^0	Q3	Ьз	lo	Q3	Ьз	Iq	аз	b3
0,6	0,79	0,43	1	0,78	0,42	1,4	0,78	0,41	1,8	0,78	0,41	2,2	0,77	0,41
0,8	0,78	0,42	1,2	0,78	0,42	1,6	0,78	0,41	2	0,78	0,41	2,4	0,77	0,41
♦ Поскольку третья гармоника может быть определена с меньшей точностью, чем первая, коэффициенты а3 и Ь3 даны только для случая т=0.
ТАБЛИЦА 5.2
Коэффициенты для расчета поля тороидальных катушек
X	а>		ь	1	а3	дз
1 = R	5 = 0,1	5 = 0,2	5 = 0,1	5 = 0,2	5 = 0,1	5 = 0,1
0,2	2,185	- --	1,175	—	2,25	1,20
0,3	2,160		1,180		2,15	1,10
0,4	2,017	—	1,222		2,15	1,10
0,6	2,003	—	1,304	—	2,15	1,15
0,8	2,021	1,397	1,370	0,776	2,15	1,20
1,0	2,053	1,404	1,433	0,806	2,20	1,20
1,2	——	1,405	—	0,823	2,20	1,25
1,4	•  —	1,407	—	0,837	2,20	1,25
1,6		1,410	* —	0,849	2,20	1,25
1,8	—	1,414	—	0,860	2,20	1,25
2,0	— —	1,418	—	0,869	2,20	1,25
где Пг = ^$7 (ДА следует подставлять в радианах);
N=N\ + /V2+.. •
Для расчета ампер-витков седлообразных катушек с магнитопроводом проинтегрируем выражение (5.1), подставив в него значение Bq(z) из (5.7), и учтем сразу, что L> %. Таким образом, получим
IN^
l,04/<&oZ?tg а
(2А—Д)
0,4bj (2Х—2Д—0,4/?) —
COS Фер
(5.10)
где а — угол отклонения.
Для практических расчетов можно распределенную намотку заменить эквивалентным витком, расположенным под углом ф к плоскости симметрии. Этот угол вычисляется по формуле
/Vi^oi 4“ N2О02 + • • • + Ni + № + ... + Afn
(5.11)
где Ni — число витков в z-й секции;
0oi — угловая координата середины секции.
При этом выражение (5.10) примет вид
IN=-
1,04/? УФ0 tg а
(2Х
— Д) (-|-+ аЛ—0,46,(2Х — 2Д — 0,4/?) — 2Хс,
COS Ф
(5.12)
169
Как показывают расчеты и эксперименты в отклоняющих системах с отогнутыми лобовыми витками, не охватываемыми цилиндрическим магнитопроводом, угол отклонения при сохранении числа ампер-витков больше, чем в системах с неотогнутымй витками. При практически используемых размерах отогнутых витков в пределах (0,34-1,5)7? величина отклонения, создаваемого такой системой, почти не отличается от отклонения в тороидальной системе с теми же размерами и намоткой, поэтому можно рассчитывать ампер-витки седлообразной отклоняющей системы с отогнутыми лобовыми витками, используя формулы (5.13) или (5.14) для тороидальных систем.
Если лобовые витки сосредоточены, то в формулах (5.10) и (5.11) можно положить Л=0 и Ci=0, а вместо значений ах и Ьх подставить значения и bQ (табл. 5.1).
Как и для седлообразных катушек с магнитопроводом, найдем выражение для расчета числа ампер-витков тороидальной отклоняющей системы, используя выражение (5.8) и принимая Л>Х,
Ш— 0.52 tg
(аД — bJS) cos Фер
(5.13)
Для более грубого подсчета, заменяя обмотку эквивалентным витком, получим
гдг  0,52 tg aj/”Фо R
1 ~ (ецк — М') cos Ф
(5.14)
Для примерного расчета числа ампер-витков в системах статорного типа можно рекомендовать формулу, полученную JI. И. Лубоятниковым и И. А. Хвылей
гдг_ 5,3 sin а.}^ф0Р
4 (X 4-0,220) ’
(5.15)
где D — внутренний диаметр статора;
a — угол отклонения пучка;
X — полная длина статора.
В выражения (5.10), (5.12) — (5.15) нужно подставлять Фо в вольтах, /?, D и X— в сантиметрах.
170
§ 3. Аберрации магнитных отклоняющих систем. В гл. 1, § 7 были кратко рассмотрены аберрации при отклонении электронных пучков. При конструировании отклоняющих систем необходимо уметь рассчитать аберрации и выбрать отклоняющее поле, создающее минимальные искажения электронного пятна на экране электроннолучевого прибора.
Аберрации при отклонении в декартовой системе координат определяются как величины Дх и Л//, составляющие смещение точки пересечения траектории с плоскостью экрана относительно точки пересечения параксиальной траектории с экраном. Выражения для аберраций третьего порядка Дх и \у содержат сумму членов, представляющих собой произведение вида
где со — половина угла раствора пучка, входящего в отклоняющую систему;
a — угол отклонения пучка;
Ai — аберрационные коэффициенты, определяющиеся магнитным полем отклоняющего устройства и его положением на приборе.
Если углы а и со измеряются в радианах, то все коэффициенты Ai имеют размерность длины.
Для астигматизма и кривизны поля n=l, т=2; для дисторсии п=0, т=3; для комы и = 2, т=\.
При наличии аберраций второго порядка n + m=2. Как уже указывалось, аберрации второго порядка не являются принципиальными и могут быть полностью устранены, если выполняются условия симметрии элементов отклоняющего устройства. Аберрации же третьего порядка полностью определяются конфигурацией магнитного поля и могут быть уменьшены или устранены только путем задания определенной формы магнитного поля. При конструировании отклоняющей системы необходимо знать соотношение между различными видами аберраций. Это дает возможность конструктору правильно выбрать форму магнитного поля, необходимую для сведения к минимуму определенных видов аберраций. В гл. 1, § 7 был кратко изложен метод определения аберраций путем вычисления параксиальных траекторий и затем вычисления по известным выражениям аберрационных коэффициентов. Подробно этот метод изложен
171
в ряде курсов электронной оптики и работах Г. Вендта [52, 53, 54].
Другой путь — это непосредственное вычисление с необходимой точностью траекторий по нелинейному дифференциальному уравнению и определение аберраций отклонения по различию между траекториями, соответствующими различным начальным условиям. Этот путь решения задачи более предпочтителен при использовании электронно-вычислительной цифровой машины. При этом объем и сложность программы оказываются меньшими, а получение достаточно точных решений сложного дифференциального уравнения не представляет принципиальных трудностей.
Для получения уравнения траекторий с учетом аберраций третьего порядка необходимо в выражении для разложения в ряд магнитного поля удержать члены, характеризующие распределение поля в пространстве. С интересующей нас степенью точности выражение для магнитной индукции запишется в виде [см. выражение (1.19)1:
В.,=В„+Ь, У - (б,+"Г
ByI — 2bjXy9 &zl ~ В 01Х*
(5.16)
^xll--УЬцХу,
Byll-&0П ^//~Ь 2
&zii — В'ъпУ*
Здесь индексами I и II обозначены поля первой и второй отклоняющей катушек. Величины bj и Ьц имеют значения
ВхГ (0, у, z) — B0I (z)
___ВуП О» z) BQn (2) и__х*
172
и характеризуют неоднородность индукции магнитного поля в поперечном направлении; BQl— индукция магнитного поля на оси z.
Штрихами обозначено дифференцирование по координате z.
Не ограничиваясь малыми значениями х, х', у и у', т. е. рассматривая непараксиальное отклонение, и подставив значение В из (5.16) в (1.2), после ряда преобразований получим уравнения траекторий электронов при отклонении пучка в двух взаимно перпендикулярных направлениях:
-/^Г^1+у2+^{-Во/(1+-х'2) +
+М'+т В"01у* (1 + У2) 4- ь,[у* (1 + У’)-
— у (1 + Х'г) 4- 2хух'у’] 4- Вои^1/ 4- В'йпху' —
А- В"о„хуу 4- Ь„ [- 2ху (1 + У2) -
- У (1 4- У2) - 2хуУ/] - Во/УУ - В’й,ух! 4-
|~4- B"0/t/2xV 4- b, [2ху (14- у'2) — хгх’у' 4- у2х'у’]1.
(5.17)
Для вычислений по этому выражению необходимо знать величины ВОг, В'О1-, B"oi, bi для одной или двух катушек. В случае, когда оба поля имеют одинаковую форму и одинаковую величину, BQI = —B0JIi bT = —bn. Если поля по абсолютной величине разные, то это легко учесть постоянным множителем. Выражения для расчета В0{ приведены в § 2. Зависимости остальных величин от координаты z и основных конструктивных параметров
173
отклоняющей системы могут быть найдены аналогичным способом. Для тороидальных катушек получаем:
Я. = 0,4ЧР'.,
В"„ = 0,4ЧР"о,	(5.18)
Ь —	— 0,4ш*3Р2,
где
Значения коэффициентов а1? а3, Ьг и &3, зависящие от соотношения	даны в табл. 5.2.
Для полей, создаваемых седлообразными катушками с наружным магнитопроводом, получаем:
B'o = 0>Z1QFo, В"о = 0,4ш10"о,
& = 0,4iw*1Q1 — 0/Ы3ф2.	(5.19)
174
Если катушки имеют лобовые витки, то значения Q
175
В случае, когда толщина лобовых витков мала (Д—*0) т = 0, значения Q имеют следующий вид:
176
Значения коэффициентов ai9a?, Ьц
&3, Cl в за-
висимости от/=-д“Даны в табл.
5.1.
Соотношение
вычисляется следующим образом:
i3   1 zb (sin 391 — sin 39О) + ^2 (sin 392 — sin 39х) + - - -г 1	3 zii (sin 91 —sin 90) + п2 (sin 92 — sin 9Х) + . . .
(5.20)
Уравнения (5.17) дают возможность, зная распределение магнитного отклоняющего поля в пространстве, вычислить траектории электронного пучка при отклонении.
Для определения аберрационных коэффициентов всех видов необходимо и достаточно рассчитать следующие траектории: параксиальную траекторию (00'), осевую непараксиальную траекторию (ОД), меридиональные траектории (/, 3) и сагиттальную траекторию (4) (рис. 1.7).
Далее необходимо вычислить расстояние от экрана до точек пересечения меридиональных траекторий с осью пучка /1 и /3.
Расстояние меридионального фокуса от плоскости экрана в общем случае при наличии комы и изотропного астигматизма определяется выражением
1м —
1
2

(5.21)
При наличии только астигматизма Zi = Z3 и /м=/ь Расстояние от экрана до точки пересечения сагиттальной траектории с плоскостью отклонения /2 определяет положение сагиттального фокуса относительно плоскости экрана: /8=/г. Коэффициент астигматизма вычисляется следующим образом:
-- ^8
а “2^2
(5.22)
Положение поверхности средней кривизны
/ср
(^м-рв)‘
(5.23)
12—2726
177
Радиус поверхности средней кривизны 1 2ZCp ^7= w"’
(5.24)
где L — расстояние от центра отклонения до экрана. Коэффициент кривизны поля имеет вид
А<Р=У.	(5.25)
Кома характеризуется разностью /з—/1, коэффициент комы определяется как
Д ___
Лк---------
осот
(5.26)
Дисторсия вычисляется как разность между величиной отклонения параксиальной (00') и непараксиальных траекторий (ОЛ'), а коэффициент дисторсии равен
_У1—Уь д аа
(5.27)
В качестве примера на рис. 5.16, 5.17, 5.18 показаны результаты расчетов для случая однострочного откло-
Рис. 5.17. Зависимость аберрационных коэффициентов от углового распределения обмотки (i3/ii) при £=18 см; Х=3 см;
R=3 см.
Рис. 5.16. Зависимость аберрационных коэффициентов от длины отклоняющей системы при 13/1’1 = =0,3; £=18 см; R=3 см.
178
нения электронного пучка тороидальными отклоняющими системами, имеющими радиус /?в = 30лш, разную длину 2Х и разные расстояния L между центром отклоняющей системы и экраном при различных соотношениях пространственных гармоник -т— (т. е. при различных рас-11
пределениях намотки по углу). Длина системы 2Х варьи-
L,cm
Рис. 5.18. Зависимость аберрационных коэффициентов от расстояния между центром отклонения и экраном при хзЛ1=0,3; Х=3 см\ R=3 см.
ровалась в пределах от 0,6 до 5,4 см, величина L — от 12 до 30 см и ----в пределах от 0,2 до 1.
На рис. 5.19 приведены зависимости коэффициентов ^8 астигматизма и дисторсии от — для случая отклонения пучка одной или двумя парами катушек. Эти зависимости сняты экспериментально для тороидальной отклоняющей системы с размерами 2Х=40 мм, /? = 25 мм при L=200 мм следующим образом.
Отклоняющая система, имеющая несколько секций в каждом секторе катушки, тщательно юстируется на горловине трубки. Питание катушки осуществляется от схемы, позволяющей изменять соотношение токов в сек-12*	179
циях, т. е. 41- Отклоняя пятно обеими парами катушек < 1
по диагонали и порознь каждой парой по осям, изменяют ток в фокусирующей катушке и фиксируют его зна-
Рис. 5.19. Зависимость аберрационных коэффициентов от углового распределения обмотки. Коэффициент астигматизма для отклонения пучка в одном направлении (/), для отклонения по диагонали растра (2), коэффициент дисторсии по диагонали (5).
чение при получении на экране трубки сагиттального и меридионального фокусов, а также при неотклонен-ном положении пучка.
Зная положение фокусирующей катушки относительно кроссовера и экрана трубки, вычисляют величины /1 и /2. Для этого вычисляют по измеренным значениям токов фокусировки /1 (неоткло-ненный пучок), /саг (фокусировка сагит-
тального фокуса отклоненного пучка) и /мер (фокусировка меридионального фокуса) расстояния бмер и &саг, на которых получаются
сагиттальный и меридиональный фокусы. Для определения этих величин ис
пользуются следующие выражения:
^саг —
abl%
’
Ьыер = LI2 - Ы2'
Ь1/мер 011
(5.28)
где а — расстояние от средней плоскости фокусирующей катушки до кроссовера;
Ь — расстояние от средней плоскости фокусирующей катушки до экрана трубки (при неотклоненном положении пучка);
Li — расстояние от кроссовера до экрана трубки.
180
Величина 1ъ—Ь—&саг, 1\ = Ь—Ьме$- Зная 1\ и /2, вычисляли по выражениям (5.21) и (5.22) /м и Ла. Результаты измерений и расчетов приведены на рис. 5.19 для случая однострочного и растрового отклонений.
Для определения коэффициента геометрических иска
жении при отклонении пучка двумя парами катушек проводят замер отклонения пятна в 8 точках экрана
(4 точки на осях и 4 точки на диагоналях растра) при различных соотноше-i3
ниях j-, находят разность У о—У\ (рис. 5.20) и затем по выражению (5.27) рассчитывают коэффициент Ад.
При проведении вычислений и снятии экспериментальных зависимостей предполагалось, что пучок входит в отклоняющее устройство строго по оси, т. е. первоначальное смещение пучка Хо, Уо и наклон его к оси х'о,
Рис. 5.20. К экспериментальному определению коэффициента дисторсии.
{/'о равны нулю. Если пучок входит в отклоняющее устройство под некоторым углом или смещен относительно оси, т. е. какие-то из величин Хо, Уо, х'о, у'о не равны нулю, то кроме рассмотренных в гл. 1, § 7 видов аберраций возникают дополнительные аберрации третьего порядка, которые искажают форму растра и пятна несимметрично относительно средних плоскостей системы. Эти виды аберраций, как и аберрации второго порядка, не являются принципиальными и могут быть устранены путем юстировки отклоняющего устройства. Для юстировки отклоняющего устройства нужно переключить направление токов в одной половине катушки (включить ее аналогично четырехполюсной магнитной линзе) и проводить юстировку на переменном токе, как это указано для четырехполюсных линз (гл. 3, § 6, рис. 3.11 верхние три снимка).
Как видно из рассмотрения расчетных зависимостей, кома при небольших углах раствора пучка (порядка
181
5—20') оказывается малой величиной по сравнению с астигматизмом. Астигматизм может быть исправлен заданием определенного закона намотки по углу, т. е. изменением Кривизна поля может быть исправлена введением динамической подфокусировки пучка, так как она не зависит от /3/Л-
Как видно из рис. 5.14 и 5.19, дисторсия по-разному меняется, в зависимости от lzli\. При однострочном отклонении, когда дисторсия искажает только масштаб изображения (в этом случае искажения масштаба аналогичны нелинейным искажениям, возникающим при нелинейном токе отклонения), она сравнительно слабо зависит от длины системы и относительного распределения намотки и не может быть сколько-нибудь заметно уменьшена. Некоторое уменьшение Ад при росте 1з/11 сопровождается значительным ростом астизматизма и этот путь уменьшения масштабных ошибок явно нецелесообразен.
Практически масштабные ошибки гораздо проще исправить подбором формы отклоняющего тока. Искривление сторон растра при отклонении пучка в двух направлениях— это также проявление дисторсии. Искажения правильной формы растра называют геометрическими искажениями. При этом не учитываются искажения масштаба. Геометрические искажения растра довольно сильно зависят от относительного распределения намотки и могут быть сделаны равными нулю за счет подбора формы поля. Однако при этом также растет астигматизм. При астигматизме, равном нулю (Ла=0), гео-метрические искажения растра не равны нулю (на плоском экране имеют место подушкообразные искажения). Практически для различных типов систем при отсутствии астигматизма подушкообразные геометрические искажения имеют величину порядка 2—5% в зависимости от типа прибора и величины угла отклонения. Как видно из рис. 5.19, невозможно одновременное устранение астигматизма по всему полю растра только путем задания определенного закона намотки (см. кривые 1 и 2). При полном устранении астигматизма на осях растра по диагоналям астигматизм не равен нулю. Это объясняется тем, что условия для устранения анизотропного и изотропного астигматизма не совпадают. При выполнении дополнительного условия 182
2
о
(5.29)
J Bq(z)(z— Zi)dz
где L — расстояние от центра отклоняющей системы до экрана (£>А);
Zi — координата экрана, можно добиться полного устранения астигматизма по полю изображения. Иными словами, для устранения обоих видов астигматизма необходимо кроме определенного закона намотки по углу иметь нужную форму поля на оси системы, которая зависит только от геометрических размеров и формы катушек. Правда, это условие не всегда можно выполнить для конкретного типа электроннолучевого прибора.
Уменьшение всех коэффициентов аберраций при уменьшении L не приводит ни к уменьшению дисторсии, ни к росту разрешающей способности, так как при этом одновременно уменьшается и размер растра. В качестве примера приведем числовые значения величин искажения масштаба и пятна, которые получаются при L — =25 см, Х=3 см, /?=3 см, /3/ц = 0,33 для трубки с углом отклонения 90° (а = 0,8), при радиусе пучка
Величины полуосей эллипса, получаемого на плоском экране за счет астигматизма и кривизны поля изображения, вычисляются по выражениям
Д> — а2 со (Аа —|— Акр), Д2 == а2ш (Дкр — Аа).
(5.30)
Для заданных условий Ai — 3 мм, Дг=2,5 мм. Радиус кружка размытия на поверхности средней кривизны за счет астигматизма Дг=Аасоа2 равен примерно 0,2 мм.
Величина комы на плоском экране — порядка 0,1 мм (Дк=Лксо2а). Масштабные ошибки — порядка 4% (Дд= =Ада3). Аберрационная кривая комы лежит внутри кривой астигматизма и поэтому практически не влияет на
183
разрешающую способность. Как видно из этого примера, определяющими для разрешающей способности являются астигматизм и кривизна поля.
Если экран прибора имеет радиус кривизны /?э, то вычисления необходимо проводить по следующим формулам:
= а2<0	+ Ар —	’
Дг = сЛо(дкр-Да-^\	(5.31)
Дк = со2а
L2 \
2ЯЭ /
Дд —а’ Гдд ——
Как видно из приведенных расчетов и экспериментальных зависимостей, одновременное устранение всех видов аберраций невозможно. Это в общем виде показано в теории аберраций [3, 55, 56]. Поэтому обычно при конструировании отклоняющих систем форму катушек и угловое распределение намотки выбирают так, чтобы устранить какой-нибудь один вид аберраций при приемлемых значениях других видов. Практически целесообразно добиваться устранения астигматизма. Если при этом масштабные ошибки и геометрические искажения велики, то первые устраняют путем задания формы отклоняющего тока, а вторые с помощью специальных устройств, описанных в гл. 5, § 6. Практически осуществить полностью анастигматичную отклоняющую систему очень трудно, кроме того, почти всегда присутствует астигматизм, вызванный перекрытием полей фокусирующей катушки и отклоняющей системы. В последнее время в электронной микроскопии для исправления астигматизма при отклонении начали использовать четырехполюсные и восьмиполюсные магнитные линзы [57, 58]. Аналогичные устройства могут быть применены в электроннолучевых приборах. При отклонении электронного пучка в одном направлении астигматизм может быть исправлен полностью при помощи четырехполюсной магнитной линзы, установленной рядом с отклоняющей системой (ближе к экрану).
184
Ориентация полюсов этой линзы и напряженность поля должны быть подобраны так, чтобы полностью устранить астигматизм на краях. Появляющийся при этом осевой астигматизм можно устранить методами, описанными в гл. 3, § 6. Этот способ устранения астигматизма может использоваться только в случае полного отсутствия аберраций второго порядка (искажения формы пягна должны быть строго симметричны относительно оси неотклоненного пучка) и требует тщательной юстировки всех систем.
Теоретически возможно устранение астигматизма и при отклонении пучка в двух взаимно перпендикулярных направлениях при помощи одной восьмиполюсной или двух четырехполюсных линз. Однако эти методы пока еще не разработаны и рекомендовать их для практического использования рано.
§ 4. Эффективность отклоняющих систем. Под термином «эффективность» отклоняющей системы понимают величину, обратную количеству энергии, которую необходимо запасти в отклоняющих катушках для отклонения электронного пучка на 1°.
Для оценки эффективности отклоняющих катушек можно использовать выражения для наибольшего значения /KVK, где 1К — ток через катушки, VK—напряжение на катушке [59].
Пренебрегая распределенной емкостью катушек, можно записать
(ЛЗЛОмакс —
2LI2
^Ь2макс
(5.32)
где /Макс — амплитуда отклоняющего тока;
L — индуктивность отклоняющей катушки;
R — омическое сопротивление катушки;
т — время периода развертки (в случае прохождения через катушки пилообразного тока — время прямого хода).
При частоте тока, проходящего через катушки, порядка 1000 гц и выше 1, эффективность отклоняющей системы определяется в основном величиной ЪРцюмс* В случае, когда через катушки проходит ток
185
низкой частоты (от сотен герц и ниже), напротив, критерием мощности, необходимой для отклонения, является величина /?/2Макс- Количество энергии для создания магнитного отклоняющего поля необходимой величины зависит от объема, в котором создается это поле, и от соотношения между полезным отклоняющим полем и полем рассеяния. В отличие от обычного определения поля рассеяния в данном случае этим термином мы обозначаем ту часть магнитного поля отклоняющей системы, которая не участвует в отклонении электронного пучка.
Соотношение между величиной поля рассеяния и полезным полем определяется формой и геометрическими размерами катушек, а также типом конструкции системы.
Очевидно, что для повышения эффективности отклоняющих катушек необходимо прежде всего стремиться к уменьшению полей рассеяния.
Для отклонения электронного пучка на одну и туже величину в различных типах отклоняющих систем требуется различное количество ампер-витков. В то же время отклоняющие системы, в которых для отклонения требуется одинаковое количество ампер-витков, могут иметь разную эффективность за счет неодинаковых полей рассеяния.
ТАБЛИЦА 5.3
Сравнительные характеристики различных типов отклоняющих систем
Тип катушки	R/L	LP	IN
Тороидальная с медным экраном	0,47	0,53	0,572
Тороидальная без медного экрана	0,29	0,89	0,563
Седлообразная с оксиферовым сердечником	0,64	0,49	0,56
Седлообразная без оксиферового сердечника	1	1	1
В табл. 5.3 приведены сравнительные экспериментальные данные по эффективности для отклоняющих катушек трех типов: седлообразных с отогнутыми лобовыми витками без магнитопровода, тех же катушек с наружным магнитным экраном в виде оксиферового кольца, а также тороидальных отклоняющих катушек 186
с кольцевыми экранами из меди и без них. Катушки имеют одинаковую конструктивную длину (примерно 50 мм), одинаковый средний диаметр намотки (40 лш), и одинаковое распределение продольных частей намотки по углу.
Измерения токов и напряжений на отклоняющих катушках проведены в одинаковых условиях для определенной величины отклонения на одной электроннолучевой трубке при частоте отклоняющего тока 15 кгц. В табл. 5.3 за единицу принята величина LI2 и число ампер-витков отклоняющих катушек без наружного магнитопровода.
Как видно из таблицы, установка магнитного экрана на отклоняющие катушки седлообразного типа приводит к повышению эффективности и уменьшению необходимого числа ампер-витков примерно в 2 раза.
Такое повышение эффективности объясняется тем, что наружный магнитопровод создает путь с низким сопротивлением для внешнего магнитного потока.
Тороидальные катушки, имеющие медный экран, на частоте 15 кгц почти на 70% эффективнее, чем тороидальные системы без медного экрана. Последнее объясняется тем, что наличие медного экрана приводит к существенному уменьшению полей рассеяния. Следует отметить, что наличие экрана уменьшает также величину полезного магнитного поля (в конструкции, показанной на рис. 5.3,6, эта потеря составляет примерно 2— 5%). Так как действие медного экрана зависит от вихревых токов, то при более низких частотах эффективность медного экрана будет существенно падать. Поэтому установка такого экрана для отклоняющих катушек в устройствах с низкой частотой развертки электронного пучка нецелесообразна.
Эффективность отклоняющих катушек на низких частотах будет при прочих равных условиях определяться величиной их омического сопротивления. Естественно, что чем меньше требуемое для отклонения количество ампер-витков, тем меньше величина сопротивления, а следовательно, более эффективными будут отклоняющие катушки. Однако объем, занимаемый намоткой отклоняющих катушек, нецелесообразно делать большим потому, что длина отклоняющих катушек ограничивается конструктивными размерами прибора, а при увели
187
чении толщины намотки катушек растет величина диаметра магнитопровода, что приводит к увеличению необходимого числа ампер-витков. Кроме того, при увеличении диаметра отклоняющих катушек эффективная длина катушек также должна быть уменьшена во
А
г'в
Рис. 5.21. Зависимость мощности от соотношения радиусов обмотки.
избежание затемнения краев изображения за счет попадания электронного пучка на внутреннюю часть горловины трубки.
На рис. 5.21 представлена зависимость величины I2R от соотношения наружного и внутреннего радиусов намотки. (Внутренний диаметр намотки определяется диаметром горловины прибора и толщиной каркаса).
Как видно из рисунка, увеличение сечения намотки за счет увеличения RH/RB целесообразно до некоторых пределов, а именно до соотношения
£«1,3-<-1,4.
188
При очень низкочастотных развертках (единицы герц) в выходных каскадах генераторов развертки практически можно осуществить только непосредственное включение отклоняющих катушек в цепь выходной лампы или транзистора.
Поэтому в каждом конкретном случае необходимо, подсчитывая величину падения напряжения на катушке, выбирать тип лампы или транзистора так, чтобы произведение RI2 было минимальным при заданном количестве IN и объеме, занимаемом намоткой катушек. Естественно, что на очень низких ча-	,
стотах эквивалентная схема от-	L—J
клоняющих катушек может быть представлена в виде чисто омического сопротивления. Индук-	с
тивность и распределенную ем-	,ц -
кость катушек можно не учиты
вать.
Эквивалентная схема отклоняющих катушек при работе в
Рис. 5.22. Эквивалентная схема отклоняющих катушек, работающих на высоких частотах.
аппаратуре с высокими скоростями развертки имеет вид, представленный на рис. 5.22, где L и R — индуктивность и омическое сопротивление катушки; С — распределенная емкость.
В этом случае всегда желательно иметь максимальную величину соотношения L/R и минимальную величину С, что существенно упрощает построение схем генераторов разверток, особенно в случае необходимости получения линейного закона отклонения электронного пучка.
При линейном, шаговом, радиально-круговом и спиральном законах отклонения важное значение имеет время установления системы (длительность обратного хода развертки), т. е. время, необходимое для возврата луча в первоначальное положение. Во время обратного хода развертки возникают колебания в контуре, образованном индуктивностью отклоняющей системы и распределенной емкостью, совместно с эквивалентной индуктивностью и распределенной емкостью выходного каскада.
Длительность периода собственных колебаний этого контура определяет длительность обратного хода развертки. Всегда желательно иметь длительность обрат-
189
ного хода минимальной с точки зрения уменьшения потерь информации. Возникающие в контуре колебания приводят к тому, что в начале каждого периода развертки (особенно это сказывается при отклонении пучка по закону телевизионной развертки) линия развертки искривляется и происходит нарушение линейности отклонения, проявляющееся на экране трубки в виде яркостной модуляции.
Для шаговых разверток время установления катушек ограничивает максимальную частоту тактов.
Поэтому при работе на высоких частотах величину индуктивности отклоняющих катушек целесообразно выбирать в пределах 0,1—10 мгн в зависимости от типа выходной лампы или транзистора.
Итак, всегда желательно иметь отклоняющую систему, в которой для отклонения пучка требовалось бы минимальное количество ампер-витков. Чем меньше требуемое количество ампер-витков, тем больше эффективность отклоняющей системы как на низких, так и на высоких частотах.
§ 5. Конструирование и проверка отклоняющих систем. При конструировании отклоняющей системы исходят из общих требований, изложенных в § 1, причем должны быть заданы габаритные размеры электроннолучевого прибора, угол отклонения пучка, величина ускоряющего напряжения, закон отклонения, предполагаемая схема генератора разверток, величина разрешающей способности и допустимые геометрические искажения. Можно предложить следующий порядок расчета и конструирования отклоняющих систем.
Внутренний диаметр отклоняющих катушек или диаметр магнитопровода для статорной системы определяются в соответствии с максимальным диаметром горловины электроннолучевого прибора. Если предъявляются высокие требования по разрешающей способности и геометрическим искажениям, то необходимо предусмотреть возможность юстировки отклоняющей системы. В этом случае внутренний диаметр каркаса нужно увеличить на 3—4 мм по сравнению с максимальным диаметром горловины прибора.
Сборку систем с седлообразными катушками можно производить на каркасе, который одновременно выпол-190
няет функции защиты обмотки от механических повреждений (рис. 5.1,о). В случае сборки седлообразных катушек без каркаса (рис. 5.1,6) или намотки тороидальных катушек непосредственно на оксиферовый сердечник (рис. 5.9) необходимо предусмотреть защиту намотки одним или несколькими слоями какого-либо вида ленты или лака. Толщину каркаса или слоя изоляции необходимо учесть при расчете диаметра намотки.
Для расчета числа ампер-витков необходимо задаться ориентировочной толщиной намотки, так как она определяет радиус магнитопровода.
Как видно из рис. 5.21, толщину намотки целесообразно выбирать так, чтобы отношение наружного и внутреннего диаметров намотки находилось в пределах 1,2-1,4.
Определяют в первом приближении длину магнитопровода отклоняющей системы по выражению (5.6) и, зная наружный диаметр намотки, задают габариты магнитопровода (сердечника или наружного экрана).
Нужно учесть, что возможно некоторое удлинение системы одновременно как в направлении прожектора трубки, так и в направлении экрана. При этом форма катушек должна повторять форму перехода горловины прибора в конусную часть. Поэтому целесообразность удлинения отклоняющих катушек в каждом случае необходимо оценивать, ибо форма катушки усложняется, что увеличивает затраты труда на ее изготовление и удорожает стоимость.
Кроме того, при удлинении отклоняющих катушек за счет захода на конусную часть трубки диаметр продольных витков в этой части намотки увеличивается, расстояние их до экрана трубки уменьшается и при этом их отклоняющая способность падает, а величина индуктивности и омическое сопротивление катушек растут, что может привести к неоправданному уменьшению эффективности отклоняющей системы. В работе [73] рассмотрен вопрос об оптимальной форме стекла трубки в области перехода от цилиндрического горла к конусу и выборе формы отклоняющей системы, при которой затрачивалась бы минимальная мощность при отклонении пучка на заданный угол. Однако весьма грубые допущения о распределении отклоняющего поля делают выводы этой работы недостаточно достоверными.
191
В качестве магнитопровода наиболее целесообразно использовать оксиферовые кольца, имеющие проницаемость порядка 800—2000. Такие сердечники практически обеспечивают работу отклоняющей системы со всеми современными электроннолучевыми трубками. Можно изготовить магнитопровод из листовой высокочастотной стали марки ВЧ-2 или из пермаллоя. Толщина листа выбирается в пределах 0,1—0,2 мм, а толщина сердечника 2—5 мм.
По выражениям (5.5), (5.12), (5.13), (5.15), задаваясь углом ф = 27-е-30°, рассчитывают необходимое для отклонения число ампер-витков. Для практических целей такой расчет дает хорошее приближение.
По методике, описанной в § 3, производится расчет аберраций отклоняющей системы с выбранными размерами при различных законах намотки по углу, т. е. разных г’зЛь Выбрав нужный закон намотки методом последовательных приближений, по выражениям (5.9), (5.11) находят распределение намотки в каждом секторе по секциям. В первом приближении хорошие результаты дает намотка, выполненная по закону, близкому к косинусоидальному. Сектор намотки может быть расположен в угле до 90°. Однако при выборе угла, занимаемого сектором намотки, следует учитывать, что за счет связей между катушками возникают паразитные колебания, особенно при линейном законе отклонения в двух направлениях (телевизионная развертка). Поэтому практически сектор намотки нужно располагать в угле 45° (рис. 5.12). Если расчет аберраций на ЭЦВМ произвести нельзя, то коэффициенты аберраций можно определить экспериментально, как это описано в § 3, после изготовления макета отклоняющей системы. Можно рекомендовать еще один метод экспериментального подбора нужной формы отклоняющего поля [60] — без расчета аберрационных коэффициентов. Этот метод требует наличия специального электроннолучевого прибора и радиотехнического оборудования. На специальную электроннолучевую трубку, имеющую длинную горловину (рис. 5.23), устанавливается фокусирующая катушка (2), отображающая «кроссовер» в плоскость первой отклоняющей системы (5), которая создает вращающееся магнитное поле и отклоняет электронный пучок по закону круговой развертки. Электронный пучок описывает 192
конус с вершиной в центре отклонения этой системы. Угол раствора конуса регулируется изменением токов в отклоняющей системе (3). Вторая фокусирующая катушка (4) собирает вращающийся пучок на экране труб-
Рис. 5.23. Схема устройства для создания полого пучка:
/ — электронная пушка; 2 — первая фокусирующая катушка; 3—первая отклоняющая система; 4 — вторая фокусирующая система; 5 — проверяемая отклоняющая система.
ки, имитируя «полый» пучок. Если отклонять этот «полый» пучок исследуемой отклоняющей системой (5), то на экране трубки вершина конуса опишет аберрационную фигуру. На рис. 5.24 показано несколько таких
аберрационных фигур, сфотографированных с экрана трубки. Исследуемая отклоняющая система (5) должна быть разбита на секции (§ 3). Изменяя соотношение токов в секциях, при отклонении пучка добиваются получения во всех точках экрана круглой формы пятна либо минимального эллипса. При создании такой установки необходимо тщательно юстировать обе фокусирующие катушки и обе отклоняю
Рис. 5.24. Фигуры аберраций на экране электроннолучевой трубки при отклонении полого пучка.
щие системы.
После расчета или измерения аберраций и выбора закона намотки уточняют расчет ампер-витков по формулам (5.10), (5.13). Далее выбирается способ соединения отклоняющих катушек [61].
13—2726
193
Возможно последовательное и параллельное соединение катушек. Выбор одного или другого способа соединения зависит от схемы генератора разверток. При параллельном соединении ток отклонения в 2 раза больше, чем при последовательном, а индуктивность и сопротивление пары катушек в четыре раза меньше, чем в случае последовательного соединения. Величина LI2 или RI2 остается той же.
На рис. 5.25,а показана развернутая диаграмма намотки седлообразных катушек, изготовляемых в одном и том же приспособлении и потому идентичных. (Там же показано направление обмотки и направление токов). Последовательное соединение показано сплошными линиями, параллельное — пунктирными. Такое включение катушек требует обеспечения хорошей изоляции между катушками в месте их соприкосновения, ибо одна пара концов находится под потенциалом земли (по переменному напряжению), а вторая пара — под полным приложенным напряжением. Заряды взаимных емкостей катушек и собственных емкостей не симметрируются, что приводит к появлению паразитных колебаний после обратного хода развертки. Более целесообразно производить намотку катушек в разные стороны, как это показано на рис. 5.25,6. Такое включение имеет следующие преимущества:
1) уменьшаются паразитные колебания в системе за счет магнитной и емкостной симметрии катушек;
2) уменьшается разность напряжений между соседними катушками.
В тороидальных отклоняющих системах для устранения паразитных колебаний необходимо:
1)	параллельное включение катушек, работающих на более высокой частоте (строчные катушки в телевизионных системах), (рис. 5.26);
2)	симметричное выполнение обмоток, как показано на рис. 5.27,а (буквами ник обозначены начало и конец обмотки каждой катушки);
3)	использование симметричного выходного трансформатора или симметричной выходной обмотки (рис. 5.27,6). На этом же рисунке показана схема центрирования растра.
Кроме того, для борьбы с паразитными колебаниями в схеме выходного каскада генератора разверток уста-194
Рис. 5.25. Схема включения седлообразных отклоняющих катушек:
а — направление намотки одинаковое; б — направление намотки разное.
6)
13е
195
о
6)
Рис. 5.27. Схема намотки тороидальной отклоняющей системы (а) и схема включения тороидальных катушек в выходном каскаде генератора развертки (б).
Рис. 5.26. Схема включения тороидальной отклоняющей системы.
196
навливают подстроечные цепи из последовательно соединенных емкости и сопротивления, либо вводят дополнительные подстроечные конденсаторы и сопротивления, шунтирующие катушки. Можно т акже рекомендовать производить намотку тороидальных катушек, как это показано на рис. 5.28 [74].
Рис. 5.28. Способы намотки тороидальных катушек.
Отметим еще одну важную особенность включения отклоняющих катушек. Если выходной каскад генератора разверток выполнен по двухтактной схеме, то необходимо разбить каждую пару катушек на две, как это показано на рис. 5.29. Катушки могут соединяться по-
следовательно или параллельно, но катушки, обозначенные индексом / и //, должны быть включены соответственно в одно и другое плечо схемы. Невыполнение этих условий нарушает условия симметрии и появляются очень большие аберрации второго порядка, ведущие к полной потере разрешающей способности на краях изображения и большим геометрическим искажениям.
Наконец, производят электрический расчет отклоняющей системы. При выборе величины тока и числа витков катушек нужно исходить из конкретных возможностей построения генератора разверток и закона отклонения. Индуктивность отклоняющих катушек при последовательном со
Рис. 5.29. Схемы отклоняющих катушек в случае использования двухтактного выходного каскада в генераторе развертки.
197
единении может быть приближенно рассчитана по следующим формулам, полученным Л. И. Лубоятниковым и И. А. Хвылей:
для седлообразных катушек с отогнутыми витками
А = 24к21№. 10"в мгн,	(5.33)
для тороидальных катушек без медного экрана
1 = 24- 1,8ЛХ№. 1О’в мгн	(5.34)
в случае, когда на тороидальных катушках установлен медный стакан
L = 24kA1№- 10~® мгн.
(5.34а)
Величина Xi во всех этих формулах равна =22-|-0,22Рж,
где 2Х — длина магнитопровода;
Рж— внутренний диаметр магнитопровода.
Сопротивление катушек при последовательном соединении вычисляется по формуле
2,23/срУ* 10-* d2
(5.35)
где /Ср — длина среднего витка намотки в сантиметрах (при вычислении /ср необходимо помнить, что один виток состоит из четырех частей в тороидальной катушке и двух частей в седлообразной катушке);
d — диаметр провода без изоляции в миллиметрах.
Плотность тока (его эффективного значения) в отклоняющих катушках, как правило, не должна превышать 2—3 а!мм2.
После определения числа витков и диаметра провода следует уточнить толщину намотки, причем надо учитывать, что для наиболее употребительных диаметров проводов 0,08—0,7 мм коэффициент заполнения —0,64-0,8. При уточнении размеров магнитопровода или сердечника надо кроме толщины намотки учесть еще толщину изоляционных прокладок между катушками и магнитопроводом и между парами катушек.
198
Если размеры магнитопровода значительно отличаются от тех, которые были приняты при предварительной оценке, то следует уточнить расчет ампер-витков.
Проверка электроннооптических параметров отклоняющих систем может проводиться несколькими способами в зависимости от методики, принятой для конкретной аппаратуры.
Геометрические искажения растра в приемных трубках целесообразно измерять, создав на экране координатную сетку. Для этого на модулятор трубки нужно подать электрический испытательный сигнал, представляющий собой ряд последовательных прямоугольных импульсов, следующих с частотами, кратными частотам разверток. Измерения геометрических искажений производятся с помощью шаблонов из прозрачного материала (плексиглас и т. п.), на который наносят штриховые отметки, позволяющие определить отклонение линий координатной сетки от идеальной формы растра. Штриховые отметки должны быть нанесены с двух сторон материала для исключения паралакса при измерениях. В телевизионной технике для измерения геометрических искажений широко используют тест-таблицы (например, 0249). На модулятор трубки подается сигнал тест-таблицы, получаемый от передающей телевизионной аппаратуры или специальной моноскопной камеры [62]. Геометрические искажения измеряются по прогибу прямых линий тест-таблицы.
Одна из возможных методик измерения геометрических искажений приведена в ГОСТ9021-64 на телевизионные приемники.
По этой методике геометрические искажения оцениваются следующим образом (рис. 5.30).
Горизонтальные искажения:
1)	бочкообразные
К(б)= 100	(5.36)
а — наибольшее;
2)	подушкообразные
*<п>— ^ЛР + ВС’
(5.37)
Ь — наибольшее;
199
3) трапеция
К(т) = 100
AD —ВС AD + BC'
(5.38)
Вертикальные искажения 1) бочкообразные
— 100 ав +CD’
(5.39)
с — наибольшее;
Рис. 5.30. К методике оценки геометрических искажений.
2) подушкообразные
/С(п)—	+
(5.40)
d — наибольшее;
3)	трапецеидальные
7QT)=100
АВ — CD
AB + CD'
(5.41)
Искажения типа параллелограмма

(5.42)
200
По тест-таблицам визуальным наблюдением различимости черно-белых штриховых линий определяется разрешающая способность в центре и на краях изображения.
Другим методом субъективной оценки разрешающей способности комплекса трубка — отклоняющая система является определение размеров пятна на экране трубки при помощи микроскопа. Этот метод наиболее прост, но не точен, ибо край пятна определяется согласно суждению самого наблюдателя. Помимо скорости измерений и простоты аппаратуры этот способ имеет то преимущество, что позволяет непосредственно наблюдать форму пятна при отклонении. Для приближения к действительным рабочим условиям и получения удовлетворительных результатов при измерении пятна с помощью микроскопа необходимо пучок в трубке промодулиро-вать импульсами. Для этой цели используется генератор, дающий импульсы достаточно малой длительности и нужной для модуляции трубки амплитуды. При этом на экране получают точечное изображение. Неподвижное положение точек обеспечивается синхронизацией генератора импульсов с генераторами разверток. Длительность импульсов должна быть меньше времени, в течение которого электронный пучок перемещается на один диаметр пятна, чтобы исключить влияние движения пучка на размер точек. Например, при длительности одного периода развертки (без учета времени обратного хода) 52,5 мксек (длительность прямого хода строчной развертки в телевизионных устройствах) и необходимости проверить разрешающую способность 625 черно-белых линий, длительность одного элемента (время прохождения пучком одного диаметра)
/эл =	=g=0,085 мксек,	(5.43)
где z — число элементов.
Следовательно, длительность импульса, отпирающего трубку, должна быть меньше 0,08 мксек.
К объективным методам проверки разрешающей способности комплекса трубка — система относятся методы снятия частотных характеристик. Одним из таких методов является метод бегущего луча [63] (рис. 5.31,а). При измерении используется штриховая испытательная таб-
201
лица (рис. 5.31,6), составленная из нескольких групп штрихов. Ширина штрихов таблицы
где а — ширина штриха в группе;
z — число штрихов в группе;
Ь — ширина группы штрихов.
Ширина таблицы с выбирается из соотношения
L = kc,
(5.44)
где L — длина строки;
k — коэффициент увеличения оптической системы.
Крайние группы таблицы не содержат штрихов и называются группами опорного уровня. При измерении глубины модуляции по этим опорным уровням определяется максимальное значение сигнала, соответствую-
Фокусирую- Отклоняющая
а)
б)
Рис. 5.31. Схема бегущего луча (а) и таблица для проверки разрешающей способности (б).
202
шее черно-белому перепаду. Вид осциллограммы, получаемой на экране осциллографа, показан на рис. 5.32. Разрешающая способность оценивается глубиной модуляции сигнала в каждой группе штрихов таблицы. Глубина модуляции
m = V7.1OO’/o,	(5.45)
где uN — сигнал с N-ii группы таблицы;
kN — коэффициент ухудшения контраста данной группы линий объективом;
uQ — сигнал группы опорного уровня.
Величины сигналов uN и и0 измеряют на экране осциллоскопа с помощью масштабной шкалы. По значе-
Рис. 5.32. Осциллограмма сигнала испытательной таблицы.
ниям глубины модуляции с разных групп строится частотная (апертурная) характеристика.
Для исключения влияния послесвечения люминофора на результаты измерений необходимо, чтобы время передачи одного элемента было по крайней мере вдвое больше времени послесвечения экрана:
^эл —
ПоСЛ,
(5.46)
где f — частота развертки, гц\
п — число элементов (черных и белых);
I — размер элемента в строке;
L — длина строки, мм;
/посл— время послесвечения люминофора, сек.
203
Это условие необходимо выполнять путем подбора длительности периода развертки или изменением длины строки на экране.
Проведя измерение частотных характеристик в центре и на краю строки или растра, можно получить объективные данные о качестве отклоняющей системы.
Рис. 5.33. Блок-схема устройства для снятия частотно-пространственных характеристик:
/ — устройство для сдвига растра; 2 — генератор испытательных сигналов; 3 — испытуемая трубка; 4 — испытуемая отклоняющая система; 5 — фокусирующая катушка; 6 — объектив; 7 — сканирующая щель; 8 — конденсор; 9 — ФЭУ;
10 — усилитель; 11 — вольтметр или самописец.
К объективным методам относится также метод определения частотно-пространственных характеристик. Блок-схема установки для снятия частотно-пространственных характеристик комплекса фокусирующе-откло-няющая система — трубка показана на рис. 5.33.
На модулятор приемной трубки, работающей в растровом режиме, подается электрический сигнал в виде пакетов синусоид, частота которых синхронизирована с частотой развертки по горизонтали. При этом на экране трубки наблюдается ряд неподвижных черно-белых полос с синусоидальным распределением по яркости. Частота сигнала, подаваемая от генератора (2), изменяется в нужных пределах. При помощи введения в отклоняющую систему (4) линейно нарастающего тока центровки от блока (/) растр медленно перемещают на экране трубки. Изображение с экрана трубки проектируется микрообъективом (6) в плоскость сканирующей щели с увеличением порядка 3—5 раз.
Ширина щели выбирается из условия
(5.47)
тТ
204
где/щ — ширина сканирующей щели;
т — линейное увеличение изображения;
Т— период самой высокой измеряемой пространственной частоты:
т _ Н
/максун ’
Н — размер растра в горизонтальном направлении; /макс — наивысшая частота;
Тп—время прямого хода развертки.
Свет, прошедший через щель (7) и конденсор (S), попадает на фотокатод ФЭУ (9). На выходе ФЭУ сиг
Рис. 5.34. Габаритные размеры трубки 35ЛК4Б.
нал можно регистрировать либо электронным самописцем, либо стрелочным прибором.
Величина сигнала ФЭУ пропорциональна относительной яркости в синусоидальной волне. Какая-то частота принимается за опорную (сигнал ее принимают равным 100%). Сигнал остальных точек определяется в процентах к опорному.
Пример расчета отклоняющей системы для приемной электроннолучевой трубки. Рассчитаем отклоняющую систему для трубки 35ЛК4Б, работающую в режиме телевизионной развертки. Габаритные размеры трубки показаны на рис. 5.34. Трубка работает при номинальном напряжении 14 000 в. Выбираем систему комбинированного типа (рис. 5.4,6).
Для отклонения по горизонтали используем седлообразные катушки (строчные), для отклонения по вертикали — тороидальные (кадровые).
205
Минимальный внутренний диаметр намотки может быть равен 39 мм (максимальный диаметр горловины трубки 38 мм). Толщину намотки рассчитываем, выбирая 1,25. Тогда £>н = 39-1,25=47,75 мм. Выбираем Омаке=48 мм. Намотку тороидальных катушек и укладку строчных катушек будем производить на пластмассовом каркасе, имеющем пазы для задания нужного закона распределения намотки. Толщина стенки каркаса 1 мм. Следовательно, внутренний диаметр кольца магнитопровода будет ОВСкс = 50 мм. Максимальная толщина намотки
48 — 39	. _
п = ——= 4,5 мм. &
По выражению (5.6) определяем примерно максимальную длину магнитопровода. Находим г0 (рис. 5.13):
г0= 17,75— 2—1,25 = 14,5 мм
.	230-14,5 ОА_
—ггг=20,5 мм.
175—14,5
Выбираем длину магнитопровода 2Л=40 мм. В качестве магнитопровода используем оксиферовое кольцо с ц~800н-1 000. имеющее толщину 4 мм.
По выражению (5.14) рассчитываем число ампервитков, необходимое для отклонения электронного пучка по горизонтали и вертикали.
Для рассчитанных значений Л и /?Окс отношение -йг ==-о“е-==0,8. Из табл. 5.2 находим необходимые ко
эффициенты П] = 2,021; 61 = 1,37; 6=0,1. Тогда Х' = = 2—0,1-2,5=1,75.
Положение среднего витка намотки выбираем равным 30°. Рассчитаем тангенсы углов отклонения по горизонтали и вертикали
®гориз — очп I оп—0,576,
аверт —
109
230 + 20
=0,436,
________ 0,52-2,5/14000-0,576 гориз— (4,04 —2,4)-0,866
= 60 ав,
гкт	0,52-2,5 /14000-0,436 _
=	(4,04-2.4)-0,866-----45
206
Для полного отклонения по вертикали необходимо 45x2=90 ав, а по горизонтали 60X20=120 ав.
Выбираем схему последовательного соединения строчных и кадровых катушек. Для ламповых генераторов разверток выбираем ток отклонения /Макс = 0,5 а. Тогда каждая строчная катушка должна иметь W=
=Q-g=240 витков, а в каждом секторе кадровой катушки (1/4 полной обмотки) должно быть намотано N =	180 витков.
Из рис. 5.19 видно, что для устранения астигматизма по диагоналям растра обмотки катушек должны быть намотаны так, чтобы -U ~ 0 (т. е. по закону косинуса). Однако при этом геометрические искажения растра будут весьма существенными. На диагонали растра — угол отклонения 35°. Следовательно,
арад — 0,61
И
Ддист = 3-(0,61)3 = 0,65 см.
По методике ГОСТ 9021—64 геометрические искажения
К=^Р1О°в/о«5О/о.
Поэтому выберем соотношение г’зЛ’1 в пределах 0,1—0,15, при этом астигматизм на осях растра будет минимальным, а геометрические искажения невелики.
Каждый сектор катушки будет занимать угол 45°. Разобьем каждый сектор на 3 секции с углами 10° (0,174 рад), 15° (0,261 рад) и 20°__________________
(0,349 рад). Методом последова-'	г 7 *	«	Ю° 1^°	90°
тельных приближении находим со- 1и 10 zu отношение витков по секциям. Хо---------------------
рошее приближение получаем при о,о6 0>з3 следующем распределении:	*’*
207
Т_____ „	0,06 п о. 0,33	, п-	0,61
Тогда Пх 0.174“'^’	— 0,26“1,27 и Лз—0,349 —
= 1,75 и по выражению (5.20) получим
/3 _ 0,3.0,5 + 1,27(0,966 —0,5)+ 1,75(0,7 —0,966) _
Ч —0,3-0,176 + 1,27(0,422 — 0,176)+ 1,75 (0,7 — 0,422)“
= 0,126.
Витки намотки распределяются по секциям следующим образом:
Вид катушки	Количество витков в		
	1-й секции 10е	2-й секции 15е	3-й секции 20е
Строчная	14	80	146
Кадровая	10	60	110
Проверяем правильность выбора углового положения среднего витка намотки по выражению (5.11)
.__ 110.35 + 60-17,5+ 10-5_ о
•	!80	—•
Так как мы задавались углом 30°, то пересчет числа ампер-витков проводить нецелесообразно.
Радиус кружка размытия на поверхности средней кривизны за счет астигматизма по диагонали и осям 1 растра при со= -гетт
Дгдиаг=(0,61)2-^-8 = 0,02 см,
M>ch=(0,52)s-ygg- 2 = 0,0036 см.
Геометрические искажения
Дгеом = (0,61)3.2 = 0,43 см
и в процентах

208
По выражениям (5.33) находим примерную величину индуктивности катушек
£Стр = 24-3,14-5-(240)1-10“в « 22 мгн.
LK=24-1,8-3,14-5-(180)а-10"* « 24 мгн.
Если оксиферовое кольцо стянуто медным кольцом,
Т 24	1Q-
то Lk= “г'я’ = мгн.
Рис. 5.35. Каркас отклоняющей системы.
На рис. 5.35 изображена схематично половина каркаса, на котором производится намотка. Сечение намотки по секциям легко вычислить по
Высота намотки й=4,5 мм, £>Ki = 48 мм, £>к2=39 мм. Для трех секций получаем:
= 15 мм\
Sa = 23 мм\
Ss = 32 мм\
Допустимое сечение провода в каждой секции для строчных и кадровых катушек вычисляем по выражению
14—2726
209
Коэффициент заполнения меди fM принимаем равным 0,65. После подсчетов получаем
^1Стр «0,9 ^гстр «0,48 ^зстр =5=0,42 мм]
^1Кадр=5:1,1 ММ] С?2кадр «0,55 ММ\ ^знадр '^0,48 ИМ,
Выбираем для намотки провод ПЭВ-2 d=0,41 мм и d=0,48 мм. Эффективное значение пилообразного тока
/гфф — 0,33/макс 0,33-0,5 '^0,165 G.
4/ ..
Плотность тока q =
ра провода будет: в строчной катушке
и для выбранного диамет-
0,165-4	1 о / я
Ч — 3,14(0,41)’ — 1 а1мм >
в кадровой катушке 0,165-4 Л о /	*
з,14(0,48)2—^ а!ММ ,
что вполне допустимо.
По формуле (5.35) находим сопротивление строчной и кадровой катушек
^?стр—16 ОМ,
Соотношения
/?к = 8 ом.
и если на сердечнике имеется медное кольцо, то
=Тз^=0’6 кадр 10,0
210
Данные об отклоняющих системах, выпускаемых промышленностью для телевизионных приемников [70] приведены в следующей таблице:
Тип системы	Тип электроннолучевой трубки	Индуктивность строчных катушек, мгн	Сопротивление строчных катушек, ом	Индуктивность кадровых катушек, мгн	Сопротивление кадровых кату- шек	Ток отклонения, а	
						строчных катушек	кадровых катушек
ОС 110А	47ЛК1Б, 59ЛК1Б	3	6	24	7,5	2.3	0,85
ОС 90	угол отклонения 110° 40ЛК9Б	3,6	8	17	8	1,4	0,5
ОС 70	угол отклонения 90° 35ЛК2Б, 43ЛК9Б	13	18	7	8,5	1	1,8
ОС-44	угол отклонения 70° 23ЛК9Б	0,11	0,2	72	44	6	6,02
	угол отклонения 90°						
§ 6. Особенности отклоняющих систем для трехлучевых цветных телевизионных приемных трубок. При конструировании отклоняющих систем для трехлучевой цветной приемной трубки необходимо учесть ряд особенностей этой трубки. На рис. 5.36 схематически представлена конструкция трехлучевой цветной приемной трубки.
Трубка имеет три электронные пушки (/), экран трубки (2) точечной структуры, каждому элементу телевизионного изображения соответствует группа из трех точек люминофоров с красным, зеленым и синим цветами свечения. Перед экраном расположена маска (3) с отверстиями по числу элементов разложения, т. е. по одному отверстию на каждую группу точек. Угол схождения пучков равен примерно 1°30', тогда как в обычных трубках угол со не превышает 10'—15'. Это означает, что поперечное сечение общего пучка (состоящего из трех отдельных пучков) в области отклонения значительно больше, чем в обычных трубках, а следовательно, и величина аберраций пучка при отклонении резко возрастает. Кроме того, к обычным требованиям 14*	211
постоянства формы пятна на экране добавляется требование сохранения взаимного расположения трех пятен в сложном пучке. Эти особенности трубки обусловливают жесткие требования к конструкции отклоняющей системы. Диаметр горловины этой трубки в 1,5— 2,5 раза больше, чем у обычных приемных трубок (36— 22 мм) и, естественно, необходимая величина ампер-вит
650
Рис. 5.36. Схема трехлучевой цветной приемной трубки.
ков отклоняющих катушек также существенно больше, чем в обычных трубках.
При отклонении сложного трехлучевого электронного пучка возникают все известные ошибки третьего порядка, искажающие форму пятна и растра на экране трубки: изотропный и анизотропный астигматизм, кривизна поля, кома, дисторсия. Одновременно могут иметь место ошибки второго порядка, обусловленные несим-метрией сборки системы или асимметрией ее отдельных элементов, а также несимметричным расположением отклоняющего поля относительно оси неотклоненного пучка.
Наличие изотропного (рис. 5.37,6) и анизотропного астигматизма приводит к искажению сложного пучка в целом и отдельных лучей и к изменению относительного расположения каждого из трех лучей в пучке. В случае отсутствия астигматизма точки пересечения всех трех лучей электронного пучка располагаются на поверхности средней кривизны, которая не совпадает с кривизной маски (экрана). При этом на экране труб-212
ки получаем цветные треугольники, увеличивающиеся по размерам от центра к краю изображения (рис. 5.37,а). В неотклоненном положении точки пересечения трех лучей пучка совпадают с центральным от-
Рис. 5.37. Положение пятен (з — зеленого,	к— красного,
с — синего) на экране трехлу-z	чевой трубки:
а — при отсутствии астигматизма и комы; б — при наличии изотропного астигматизма и кривизны поля; в — при наличии комы, астигматизма и кривизны поля.
б)
верстием маски. Такая сходимость лучей в центре маски обеспечивается конструкцией пушки и системой статической сходимости [64], которая при помощи трех магнитов, расположенных на горловине трубки, создает нужное постоянное отклонение каждого луча в случае ошибок при сборке трубки. Обычно на экране трубки наблюдается лишь совокупность ошибок, вносимых данной отклоняющей системой. Так при наличии изотроп-213
ного астигматизма и кривизны поля расположение лучей на экране трубки имеет вид, показанный на рис. 5.37,6. Кома и анизотропный астигматизм совместно с кривизной поля вызывают поворот расходящегося цветового треугольника (рис. 5.37,в).
Рис. 5.38. Отклоняющие системы для трехлучевых цветных приемных трубок:
а — система из седлообразных катушек; б — комбинированная система.
Наличие в трехлучевых трубках широкого пучка с углом со порядка 1°30' приводит к тому, что величина комы возрастает примерно в 25—40 раз по сравнению с обычными трубками, а величина астигматизма и кривизны поля — примерно в 5—6 раз. Величина геометрических искажений остается такой же.
Для устранения ошибок кривизны поля используется система динамической сходимости [64]. Если в обычных трубках основной ошибкой, определяющей размеры пятна на экране трубки, является изотропный астигматизм (наличие анизотропного астигматизма при круглом пят-214
в) _____________________
Рис. 5.39. Сечение строчной седлообразной катушки (а), сечение кадровой седлообразной катушки (б); каркас для намотки тороидальных кадровых катушек (в).
215
не на экране несущественно), то в трехлучевых трубках основной ошибкой является кома.
Для трехлучевых трубок наиболее приемлемой отклоняющей системой является конструкция второго (рис. 5.38,а) и четвертого типов (рис. 5.38,6). Тороидальные конструкции не нашли применения из-за трудностей в устранении паразитных колебаний.
На рис. 5.39,а и б представлены сечения строчной и кадровой седлообразных катушек плоскостью, перпендикулярной к оси системы, а в табл. 5.4 дано распределение по углу витков в процентах к общему числу витков катушки.
На рис. 5.39,в схематически показан чертеж тороидального каркаса (одной половины), а в табл. 5.4 дано распределение витков по секциям. Как и обычно, торо-
ТАБЛИЦА 5.4
Распределение витков в отклоняющих катушках
Вид катушки	Число витков в секциях одного сектора, %												
	1	ч2	3	4	5	6	7	8	9	10	11	12	13
Строчная	2,8	3,5	5,6	6,2	8,3	8,3	9,0	9,8	10,5	11,0	12,0	13,0	- -
Седлообразная кадровая	1,5	2,6	3,2	5,0	7,5	8,2	8,2	9,7	9,7	11,0	11,0	П,2	11,2
Тороидальная кадровая	0	3	4,3	12,5	16,3	19,4	22	22,5	—	«—	—	—	
идальная катушка — кадровая. Внутренний диаметр показанной отклоняющей системы равен 70 мм (наружный диаметр горловины трубки 53ЛК4Ц равен 51 мм). Такой зазор между системой и трубкой объясняется необходимостью установки на стекло трубки защитного колпака и необходимостью проводить юстировку отклоняющей системы. Практически наличие зазора позволяет, изменяя положение системы на горловине трубки, добиться наилучшей сходимости лучей по всему полю растра.
§ 7. Устройства для уменьшения геометрических искажений изображения и центровки электронного пучка. Ранее было указано на необходимость строгой симметрии отклоняющего магнитного поля относительно оси пеот-клоненного электронного пучка. Практически всегда вследствие недостаточно точной сборки электронного 216
прожектора и недостаточно точной приварки горловины трубки к другим частям наблюдается несовпадение оси электронного пучка с центром экрана и геометрической осью горловины, на которую устанавливается отклоняющее устройство. Поэтому, даже если ось магнитного отклоняющего поля совпадает с геометрической осью горловины трубки, наблюдаются аберрации второго порядка, а изображение на экране смещено относительно его центра.
Для уменьшения аберраций второго порядка и исключения нежелательной децентровки необходимо совместить ось электронного пучка с центром экрана трубки. Для этой цели наиболее целесообразно использовать устройство, состоящее из двух тонких магнитных колец. Оба кольца намагничиваются таким образом, чтобы создать поперечное магнитное поле, и устанавливаются совместно в районе выходной диафрагмы прожектора. Вращая кольца друг относительно друга, можно изменять напряженность магнитного поля, а вращая оба кольца вместе, менять направление магнитного поля. По существу мы имеем своеобразную отклоняющую систему, при помощи которой можно управлять электронным пучком. Максимально допустимая величина децентровки электронного пятна относительно центра экрана обычно задается в технических условиях на трубку. Магнитная индукция, которая необходима для устранения децентровки, может быть вычислена из выражений (5.1). Магнитная индукция, создаваемая тонким кольцом с необходимой для практических целей точностью, определяется выражением
Д(г) = ад- (г.	.	(5.48)
где Во — магнитная индукция в центре кольца;
R — средний радиус кольца.
Подставив это выражение в формулу (5.1), после интегрирования получим
*=вУА ж»'2’+*’-*)
(5.49)
где z — расстояние от плоскости кольца до экрана.
Зная величину децентровки электронного пучка на экране х, по этому выражению легко найти величину Во,
217
до которой необходимо намагнитить кольцо. Обычно кольца изготавливаются из ферроэластика.
Кроме описанной зачастую применяется более упрошенная конструкция, схематически показанная на рис. 5.40. Это устройство состоит из двух полюсных наконечников полукруглой формы (2) и цилиндрического магнита (/). Вращая магнит вокруг своей оси и целиком все устройство, можно в нужных пределах управлять электронным пучком.
Рис. 5.40. Устройство для коррекции положения электронного пучка.
Аналогичные устройства применяются для устранения децентровки изображения, вызванной наличием постоянной составляющей в отклоняющем токе.
В некоторых устройствах, где не требуется получения максимальной разрешающей способности, центровку растра осуществляют путем разъюстировки оси фокусирующей системы с помощью магнитного кольца, перемещаемого относительно оси. При этом способе центровки появляется осевой астигматизм и все виды аберраций третьего порядка.
Величина постоянной составляющей отклоняющего тока зависит от способа включения отклоняющих катушек в выходном каскаде генератора разверток и величины нелинейности отклоняющего тока. Постоянную составляющую наиболее целесообразно компенсировать в схеме генератора разверток, так как наличие любого дополнительного центрирующего устройства приводит 218
к ухудшению электроннооптических параметров комплекса трубка — отклоняющая система.
Как было показано в § 3, одновременное устранение астигматизма и геометрических искажений на экране электроннолучевого прибора невозможно. Поэтому при конструировании отклоняющей системы для аппаратуры, где требуется предельная разрешающая способность, распределение магнитного отклоняющего поля задают так,
Рис. 5.41. Устройство для коррекции геометрических искажений: а — внешний вид; б — принципиальная схема (стрелками показано направление действия сил).
чтобы свести к минимуму аберрации астигматизма. При этом наблюдаются значительные геометрические искажения изображения. Геометрические искажения изображения могут быть уменьшены путем применения специальных устройств. Одно из таких устройств (рис. 5.41,а) представляет собой восемь рамочных катушек, собранных на кольце из немагнитного материала. Катушки включаются встречно одна по отношению к другой. Таким образом, получаем восьмиполюсник, создающий поперечное магнитное поле, по-разному направленное в восьми направлениях (рис. 5.41,6). Такое устройство устанавливается в районе экрана или на конусной части трубки. Изменяя напряженность магнитного поля, путем регулировки тока, протекающего через все восемь
219
катушек, и вращая кольцо, легко добиться исправления симметричных геометрических искажений. Аналогичное устройство можно выполнить при помощи постоянных магнитов.
В современных телевизионных приемниках для исправления геометрических искажений растра используются устройства с длинными полюсными наконечниками из магнитомягкого материала, связанные с вращающи-
Рис. 5.42. Устройство для коррекции геометрических искажений растра.
мися магнитами (рис. 5.42) круглой формы из феррита или сплава альнико. Эти магниты намагничены перпендикулярно своей продольной оси. Вращая магнит, можно в определенных пределах менять напряженность и направление магнитного поля и тем самым исправлять симметричные геометрические искажения изображения.
§ 8. Геометрические преобразования телевизионного растра. При автоматическом анализе изображений и опознавании образов используются некоторые геометрические преобразования изображений. В «читающих автоматах» для сопоставления опознаваемой буквы с эталонами смещают изображение этой буквы на плоскости. Часто одного только параллельного переноса недостаточно. Может потребоваться повернуть изображение, изменить его масштаб, наконец, по-разному растянуть или сжать его в двух взаимно перпендикулярных направлениях. Преобразования изображений могут быть применены не только в системах опознавания образов, но и в обычных телевизионных системах. Используя эти пре-99П
образования, можно, например, изменять соотношения сторон растра в нестандартных телевизионных системах; представлять изображение в различных масштабах и даже по-разному изменять масштаб по обеим координатным осям, когда это удобно для анализа изображений; ориентировать изображение в нужном направлении. К геометрическим преобразованиям растра можно отнести и способы усиления отклонения (увеличения размаха отклонения). В телевизионной технике преобразования растров и усиление отклонения можно выполнить с помощью электронных линз [65].
Рис. 5.43. Электронно-оптическая система для вращения растра: / — фокусирующая катушка; 2 — отклоняющая система; 3 — катушка вращения растра.
Для вращения растра приемной трубки достаточно ввести и изменять по величине продольную (осевую) составляющую напряженности магнитного поля в области отклонения пучка (см. гл. 6). Поворот растра возникает из-за действия этой составляющей на пучок электронов, скорость которых вследствие отклонения имеет радиальную составляющую. Для осуществления вращения достаточно добавить к обычной фокусирующей и отклоняющей системе еще одну аксиально-симметричную катушку, поместив ее в области отклонения (рис. 5.43). При введении тока в катушку вращения напряженность магнитного поля в области отклонения приобретает продольную составляющую. Это приводит к повороту растра. Направление вращения определяется направлением тока в катушке. Зависимость угла поворота от тока катушки смещения / показана на рис. 5.44 (кривая 2). Дополнительно вводимое поле катушки вращения усиливает фокусирующее действие системы в целом. Для того чтобы вернуть плоскость фокусировки на прежнее место, необходимо ослабить магнитное поле 221
основной фокусирующей системы. Это можно сделать, либо уменьшая ток через фокусирующую систему, либо вводя небольшую «компенсирующую» катушку, включенную навстречу фокусирующей и соединенную последовательно с катушкой вращения. Фокусирующая система и катушка вращения должны быть включены так, чтобы силовые линии магнитных полей были направлены навстречу друг другу. При этом поле рассеяния катушки вращения будет ослаблять поле фокусирующей си-
е, град
Рис. 5.44. Зависимости от угла поворота 0: тока в катушке смещения (2), тока в фокусирующей системе при встречном включении катушки вращения (5), при согласном включении фокусирующей системы и катушки вращения (4), размеров растра (/).
стемы. На рис. 5.44 показано, как изменяется ток в фокусирующей системе при согласном (кривая 4) и встречном включении катушки вращения растра (кривая 3).
Как видно из рисунка, при встречном включении ток через фокусирующую катушку приходится из-нять меньше, чем при последовательном включении.
При увеличении тока через катушку вращения уменьшаются размеры растра из-за собирательного действия поля этой
катушки на отклоняемый пучок. Однако это измене
ние размеров растра не очень велико, так как даже при повороте на сравнительно большой угол (до 40°) магнитное поле катушки вращения остается относительно слабым. Зависимость изменения размеров растра от угла поворота показана на рис. 5.44 (кривая /). Для компенсации этого эффекта, который может оказаться нежелательным, потребуется соответственно изменять размах тока в отклоняющей системе. Однако это гораздо проще, чем если бы пришлось вращать растр, изменяя форму токов в отклоняющей системе или вращая механически отклоняющую систему.
Для электроннооптического усиления развертки и анизотропного растяжения растра могут быть использованы четырехполюсные магнитные линзы. Если устано-
222
вить четырехполюсную магнитную линзу между отклоняющей системой и экраном трубки, то она будет растягивать растр в одном направлении и сжимать в другом (рис. 5.45) [66, 67].
В другом случае, отклоненный электронный пучок, попадая из отклоняющей системы в четырехполюсную линзу, дополнительно будет отклонен ею от оси в одном направлении, а в другом направлении собирательное
Рис. 5.45. Схема хода лучей при анизотропном растяжении растра:
/, 2, 4 — средние плоскости четырехполюсных линз; 3 — область отклонения; П\ — ход лучей при отклонении и выключенной линзе 4; П2 — ход лучей при отклонении и включенной линзе 4; П3 — ход лучей в не-отклоненном положении.
действие линзы усиливается настолько, что пучок, вначале отклоненный в этом направлении, пересекает ось и отклоняется в противоположном направлении (рис. 5.46). Ясно, что одновременно с усилением отклонения изменяются и размеры пятна на экране. Для обеспечения разрешающей способности необходимо создать такую систему фокусировки, которая позволит сохранить нужные размеры пятна.
На рис. 5.47 схематически показан ход лучей в системе фокусировки для случая усиления отклонения в двух направлениях. Как видно из рисунка, фокусирующая система должна состоять из пары четырехполюсных линз. Поскольку увеличение фокусирующей си-
223
Рис. 5.46. Схема хода лучей при усилении отклонения в двух направлениях:
/, 3 — средние плоскости четырехполюсных линз; 2 — область отклонения; /7« — ход лучей при выключенной четырехполюсной линзе 3; П2 — ход лучей при включенной линзе 3.
Рис. 5.47. Схема фокусировки электронного пучка при усилении отклонения в двух направлениях.
224
стемы в одном направлении велико, то небольшие изменения в положении объекта создают большие изменения в положении действительного изображения. Поэтому качество фокусировки сильно зависит от стабильности ускоряющего напряжения. Так, при Фо= 18000 в изменения напряжения на 50 в уже заметны. Существенные трудности в поддержании размера пятна при отклонении на большие углы не преодолены и поэтому такая заманчивая идея усиления развертки до сих пор практически не внедрена.
При анизотропном растяжении (схема электроннооптического устрой
ства показана на рис. 5.48 [65]) усиление отклонения происходит в одном направлении, а во втором, наоборот, отклонение уменьшается (рис. 5.45, 5.49). В этом случае для исправления искажений формы пятна
Рис. 5.48. Электроннооптическая система для усиления отклонения и анизотропного растяжения растра:
/, 2, 4 — четырехполюсные линзы; 3 — отклоняющая система.
Рис. 5.49. Пример анизотропного растяжения.
в качестве фокусирующей системы также используется пара четырехполюсных магнитных линз. Важным преимуществом такого способа анизотропного растяжения является возможность уменьшения размера сфокусированного пятна в том направлении, в котором происходит 15—2726	225
сжатие растра, при одновременном увеличении его в направлении растяжения. Фокусировка пучка в направлении, в котором сжимается растр, производится системой, состоящей из двух фокусирующих линз, одна из которых образована парой четырехполюсных линз. Так как одна из линз этой системы находится вблизи экрана
Рис. 5.50. Зависимость четкости от величины сжатия растра.
трубки, то соответствующая главная плоскость такой фокусирующей системы перемещается по направлению к плоскости изображения относительно того, что было бы без дополнительной катушки. При этом коэффициент увеличения электроннооптической системы уменьшается. На рис. 5.50 показано изменение четкости телевизионного изображения в направлении уменьшения
размеров растра при двух методах сжатия: с помощью четырехполюсной линзы (кривая а) и путем уменьшения размаха отклонения пучка при фокусировке пучка обычной аксиально-симметричной линзой (криваяб).Заметно, что при большом сжатии более высокая разрешающая способность сохраняется, когда для деформации растра
используют четырехполюсную линзу.
> Системы с совмещением
О фокусировки и отклонения
§ 1. Особенности фокусировки и отклонения пучков «медленных» электронов. В предыдущих главах рассматривались отдельно свойства фокусирующих и отклоняющих систем. Возможность такого рассмотрения связана с тем, что в большинстве электроннолучевых приборов фокусирующие и отклоняющие поля разделены в пространстве. При этом пучок электронов после отклонения оказывается направленным под углом к оси прибора и, следовательно, падает наклонно на экран или мишень прибора. Однако в некоторых электроннолучевых приборах потенциал поверхности мишени мало отличается от потенциала термокатода прожектора. В этом случае наклонное падение отклоненного пучка на поверхность мишени недопустимо. Для формирования и фокусировки пучка электроны нужно ускорить анодным потенциалом порядка сотен вольт, а следовательно, при подходе к мишени они будут тормозиться создаваемым ею полем. Так как мишень практически всегда плоская, то тормозящее поле близко к однородному, основная его составляющая Ez. Такое поле действует главным образом на осевую составляющую скорости vz, уменьшая ее почти до нуля при подходе электронов к мишени по нормали (так обстоит дело для не-отклоненного пучка). Электроны отклоненного пучка при косом падении имеют меньшую величину осевой составляющей скорости при вступлении в тормозящее поле, по-15*	227
этому последнее затормозит их еще до подхода к мишени. Таким образом, развертка мишени пучком электронов малой скорости при обычном способе отклонения оказывается невозможной.
В то же время такой режим работы мишени имеет ряд преимуществ в случае использования электронного пучка для считывания потенциального рельефа. Эффективный коэффициент вторичной эмиссии при малых скоростях электронов сильно зависит от потенциала мишени. Поэтому даже при малой глубине потенциального рельефа на мишени прибора возникает большая относительная разница в зарядных токах разных элементов мишени, что обеспечивает получение полезного сигнала при малом уровне внутренних шумов прибора. Все выбитые из мишени вторичные электроны и отраженные электроны первичного пучка попадают в ускоряющее поле, могут быть отобраны, а в случае необходимости сравнительно легко собраны в пучок и направлены в электронный умножитель для усиления сигнала. В этом режиме работают телевизионные передающие трубки типа ортикон, суперортикон и видикон, а также некоторые запоминающие трубки. Возможность работы этих трубок при близком к нулю потенциале мишени обеспечивается применением специальных фокусирующе-отклоняющих систем, в которых фокусирующее и отклоняющее поля совмещены в пространстве. Практически наложение полей фокусировки и отклонения легко осуществимо только в магнитных системах или системах смешанного типа (магнитная фокусировка и электростатическое отклонение). Поэтому применяемые системы такого типа имеют магнитную фокусировку полем длинной катушки, особенности которой будут рассмотрены в следующем параграфе.
Кроме применения в приборах со сканированием пучком медленных электронов, системы фокусировки и отклонения пучка с наложением полей интересны еще и тем, что в них сравнительно легко получаются малые размеры сфокусированного пятна.
Качественно работу такой фокусирующе-отклоняю-щей магнитной системы можно представить себе следующим образом. Создается продольное, близкое к однородному фокусирующее магнитное поле на всей длине электронного пучка от прожектора до мишени. На неко-228
тором участке этого промежутка создается также близкое к однородному поперечное магнитное отклоняющее поле. Наложение этих двух полей создает картину распределения силовых линий, показанную на рис. 6.1. Известно [1], что медленные электроны (или даже сравнительно быстрые электроны, но в очень сильном магнитном поле) движутся по спирали вдоль силовых линий поля. Поэтому в поле, показанном на рис. 6.1, электронный пучок, вышедший из прожектора, тоже пойдет вдоль силовой линии: вначале вдоль оси прибора,
Рис. 6.1. Силовые линии магнитного поля при наложении однородных магнитных отклоняющего и фокусирующего полей.
затем отклонится от нее, а по выходе из области действия отклоняющего поля вновь пойдет по силовой линии фокусирующего поля, направленной параллельно оси, но уже на некотором расстоянии от нее. Описанный характер движения пучка тем больше совпадает с действительным его движением, чем сильнее магнитное поле и чем меньше скорость электронов.
Из приведенного рассмотрения можно сделать ряд важных выводов. Поскольку отклонение происходит только в зоне действия отклоняющего поля, размер отклоняющей системы должен превышать размеры растра, который требуется получить на мишени. То же самое справедливо, безусловно, и для фокусирующей системы. Легко видеть, что величина отклонения пропорциональна наклону силовой линии в зоне отклоняющего поля, т. е. пропорциональна отношению отклоняющего поля к фокусирующему. Пока магнитные поля сильны (электроны сравнительно медленные), отклонение не должно зависеть от энергии электронов. Наконец, так как чем сильнее магнитное поле, тем ближе траектория электрона к силовой линии, то и неортогональ-пость пучка должна уменьшаться при увеличении маг
229
нитного поля. Эти особенности накладывают отпечаток на конструкцию, эксплуатационные характеристики и расчет таких систем.
§ 2. Фокусировка электронного пучка полем длинной магнитной катушки. Длинная магнитная катушка (рис. 6.2) создает магнитное поле, которое в средней части катушки близко к однородному. Вблизи концов катушки поле постепенно убывает. Чем больше отношение длины катушки к ее радиусу, тем больше протяжен-
Рис. 6.2. Длинная магнитная катушка.
ность участка, где поле почти однородно. Обычно толщина намотки длинных фокусирующих катушек мала по сравнению с их радиусом и можно считать с достаточной степенью точности, что поле такой катушки без магнитного экрана совпадает с полем однослойного соленоида конечной длины, имеющего то же число ампервитков намотки на единицу длины, что и рассматриваемая катушка. Тогда легко получить распределение магнитной индукции вдоль оси:
Bz (z) — In
Z + I
V(z + z)I 2 + &
I — ток, протекающий через катушку;
n — число витков намотки на единицу длины;
21— длина намотки катушки;
7?— средний радиус намотки.
В средней части катушки до расстояния -у от цен-тра Bz остается почти постоянным даже при -у =1.
230
При меньших величинах -у область почти однородного поля быстро возрастает. Применение магнитного цилиндрического экрана, расположенного поверх катушки, приводит к некоторому увеличению Bz внутри катушки, вблизи ее концов и к более резкому спаду поля во внешней области. Величина Bz в центральной области почти не изменяется.
Допустим, что в области движения электронного пучка магнитное поле однородно и совпадает по направлению с осевой траекторией пучка. Так как магнитное поле действует на электрон с силой FM = —e[vXB], то при совпадении направления скорости осевой траектории пучка и вектора В магнитное поле не будет оказывать никакого действия на осевую траекторию. Заметим, что так обстоит дело не только с траекторией электрона, движущегося по оси системы, но и с любой траекторией, параллельной оси. Таким образом, магнитное однородное поле не фокусирует электроны, вышедшие из разных точек параллельно оси. Однако это совсем не означает, что фокусирующее действие вообще отсутствует.
Рассмотрим движение электрона, вылетевшего из точки с координатами хс, у0, £о со скоростью v, направленной под углом а к оси г, так что t/xo=^sina, о2о= = v cos а. Магнитное поле Bz будет действовать на движущийся электрон с силой FM составляющие которой по осям Fx = —evyBz, Fy = evxBz, Fz=0. Уравнения движения электрона:
d2x	п
m-3ir=—evvBz,
m^-=evxBz,	(6.2)
ex X
т
d2z "dt2
в этом случае легко интегрируются:
У = Уо +
mv sin a . еВг —б—sin—-eBt m
mv sin a elTz
(6.3)
z = z0 4~ vt cos a.
231
Таким образом, электрон движется с постоянной скоростью по оси z и одновременно описывает окружность mv sin а	т т
радиусом ----б— в плоскости ху. Центр этой окруж
ности смещен от точки х0, уо на расстояние ее радиуса по оси у. Пространственная траектория электрона является винтовой линией, шаг которой вдоль оси z определится временем обращения по окружности в плоскости ху и скоростью электрона по оси z. Период обраще-
ния электрона
2л/и ёвГ*
(6.4)
а следовательно, шаг винтовой линии
2гс/и eBz
v cos а.
(6.5)
Из формул (6.3) легко видеть, что в моменты времени пТ (где п — любое целое число) электрон возвращается на силовую линию, проходящую через точку вылета Хо, t/o, независимо от направления начальной скорости. Таким образом, в моменты времени пТ однородное магнитное поле собирает все электроны, вылетевшие из точки Хо, r/о, 2о, вновь на линию х=х0, у=уь. Если бы в эти моменты времени все электроны оказались на одинаковом расстоянии z от точки вылета г0, то было бы получено точное отображение точки в точку. В действительности же электроны проходят вдоль оси z за время пТ расстояние nL, которое в соответствии с формулой (6.5) зависит от угла вылета электрона а. Если, как это обычно делается в параксиальном приближении, .	,	, 2mvn
считать а настолько малым, что cosa~l, то =
не зависит от условий вылета. Таким образом, магнитное однородное поле фокусирует в параксиальном приближении на расстоянии *
Zi = nL0 — n	(6.6)
электронный пучок, вышедший из точки х0, Уо в точку
* В формулу (6.6) V следует подставлять в вольтах, Bz — в гауссах, тогда г,- получается в сантиметрах.
232
с теми же координатами. Отсюда вытекает, что изображение в однородном поле всегда имеет увеличение, равное 1.
Из формулы (6.5) легко получить, что при конечных,
1---«-). Подставляя это
£ л
соотношение в (6.3), можно найти, что кружок размытия сферической аберрации (единственной геометрической аберрации однородного магнитного поля) будет
(6.7)
Таким образом, коэффициент сферической аберрации равен половине длины на которой фокусируется пучок независимо от величины магнитного поля и количества промежуточных фокусов на этой длине (числа п).
Если требуется учесть непостоянство электрического потенциала (фокусирующее действие электрического поля) или влияние неоднородности магнитного фокусирующего поля, то приходится использовать для вычисления параксиальных свойств длинной катушки уравнение (1.23) или, учитывая, что при фокусировке электронных пучков г0—0 и, следовательно, С=0, уравнение (1.26). Расчеты, проведенные по этим уравнениям, могут дать более точное знание условий фокусировки (отношения К^а/В2макс), необходимых при определении ортогональности подхода отклоненного пучка к поверхности мишени, а также для определения положений узлов и пучностей пучка, чтобы найти оптимальное место расположения сетки, если по условиям работы прибора ее нужно поставить на пути пучка. Наконец, такие расчеты позволяют определить реальный коэффициент увеличения при фокусировке пучка. Однако он может быть обычно достаточно хорошо оценен по формуле [2]
М
(6.8)
которая превращается в точную для магнитных систем без поворота изображения.
Коэффициент сферической аберрации при учете неоднородности поля (уменьшение его вблизи прожектора и иногда вблизи мишени) несколько возрастает по сравнению с величиной, полученной для однородного
233
гюля. Однако для реальных систем с небольшой неоднородностью поля это увеличение не очень значительно.
Надо учесть, что в реальных фокусирующих системах прожектор располагается в зоне неоднородного поля, так что появляются другие виды аберраций, которые могут сильно проявляться при перекосах или смещениях прожектора с оси. В известной мере эти факторы уменьшаются действием корректирующих катушек или магнитов (см. § 5), но полностью их устранить невозможно. Поэтому при конструировании приборов, которые должны работать с длинными фокусирующими катушками, следует уделять большое внимание вопросу правильной установки прожектора.
§ 3. Отклонение электронного пучка в параксиальном приближении. При отклонении электронного пучка поперечным магнитным полем, совмещенным с продольным фокусирующим полем, траектория электрона не лежит в одной плоскости (как это имело место при отклонении пучка, рассмотренном в гл. 5, § 2) и представляет собой сложную пространственную кривую.
Рассмотрим отклонение электрона, движущегося по оси пучка. В области действия отклоняющего поля на электрон начинает действовать сила, перпендикулярная к плоскости, в которой расположены скорость электрона и вектор индукции магнитного поля. Электрон будет отклоняться по направлению действия этой силы, приобретая поперечную составляющую скорости ип. Вследствие взаимодействия скорости ип с продольной составляющей магнитной индукции Bz возникает сила, перпендикулярная к плоскости, в которой расположены vn и Bz. Электрон под действием этой силы будет отклоняться перпендикулярно к направлению скорости vn. Это направление примерно параллельно направлению вектора магнитной индукции отклоняющего поля, т. е. если в отсутствие фокусирующего поля направление отклонения перпендикулярно к направлению силовых линий отклоняющего поля, то в рассматриваемом случае отклонение происходит примерно параллельно силовым линиям отклоняющего поля. По выходе из области отклоняющего поля электрон продолжает двигаться по направлению силовых линий фокусирующего поля. На рис. 6.3 показана проекция траектории электрона 234
в секции считывания трубки типа суперортикон на плоскость, перпендикулярную к оси [2]. Как видно из рисунка, хотя вблизи мишени трубки действием отклоняющего поля практически можно пренебречь, электроны все же сохраняют в этой области поперечную («спиральную») составляющую скорости, что приводит к не-ортогональности считывающего пучка по отношению
У, см |
0,4
0,Z
X, см
-о,г
-0,4
Рис. 6.3. Проекция траектории электрона на плоскость, перпендикулярную к оси.
к мишени трубки. След траектории электрона на мишени трубки в случае отсутствия ортогональности представляет собой кривую, близкую к дуге, радиус которой
Энергия электрона, связанная с продольным движением, уменьшается, так как часть полной энергии расходуется на спиральное движение электрона. В результате «медленный» электрон может не достичь мишени. Это явление приводит к ослаблению сигнала в отдельных участках считываемого пучком изображения (обычно сигнал с краев изображения уменьшается). Условие ортогональности падения электронного пучка на мишень трубки — одно из важнейших при проектировании и расчете фокусирующе-отклоняющих систем передающих телевизионных трубок. Уравнения траекторий электронного пучка при отклонении (1.47) могут быть преобразованы в случае чисто магнитного отклонения к виду
х — Qy -р Т х У = Т у Qx
(6.10)
235
При этом мы принимаем, что электронный пучок входит в зону действия отклоняющего поля строго по оси, т. е. -^o=!/o=A:'o=t/'o=O. Преобразуя формулы (6.10), получим
(S^sin 5 (z) + Су cos £ (z)) dz +
z
-f- C (C^sin 5 (z) — Sa cos $ (z)) dz, 0
z
у = f (Cv sin 5 (z) — Sy cos E (z)) dz — 0
(6.П)
(Sx sin $ (z) 4- Cx cos $ (z)) dz,
где
z
Sx — sin £ (z) dz, o’
z
Cx = J 7)Z?X0 cos S (z) dz; 0
Sy и Су получаются заменой индексов х на у;
^=\^dz. о
Часть энергии электрона (выраженная в вольтах), связанная со спиральным движением у мишени, запишется в виде
Фо (*'2 + У2) = (S, + сх)2 + (Sx - СJ2.	(6.12)
Чем больше эта часть энергии, тем больше неравномерность потенциала по поверхности мишени и возникающий вследствие этого паразитный сигнал. Величины Sx, Sy, Сх и Су становятся постоянными там, где прекращается действие отклоняющего поля, а следовательно, выражение (6.12) становится постоянным. Для того чтобы тангенциальная составляющая скорости электрона у мишени равнялась нулю, правая часть равенства (6.12) 236
должна обратиться в нуль. Для этого необходимо, чтобы Сх = 0, Sx=0, Cy=0t Sy=0.
Для одной пары катушек условие обращения в нуль тангенциальной составляющей скорости запишется в виде [68]
Zi	Z	Zi	Z
У BXQ (z) cos (dz}dz C Bxo (z) sin (C i\Bz dz} dz b	о	L о	о
(6.13)
где 2i определяется из условия Bxq=0 при z>zi. Обозначим
Вхо — BxomGx (z)\ Bz — BzmGz (2); Ф — Фт1Г (^)>
где индексом m обозначены максимальные величины соответствующих функций. Введем еще обозначение
И — Дети * тогда условие (6.13) примет вид
Zi	Z
j Gx (z) cos (x j dz} dz
(6.14)
(6.15)
Будем считать, что относительное распределение Gx и W задано. Тогда, введя обозначение
Z и = и (z)= f -	dz
J yw о
выражение (6.15) перепишем в виде
«1
cos ки
dwj2-|- [Jf (w) о
sin ни du
(6.16)
где ul = u(z1), a f (u)=yw .
237
Так как Gx обращается в нуль (или точнее, почти достигает нуля) при z=0 и z=zi, то функцию f(u) в интервале (0, ui) можно представить в виде ряда по синусам кратных аргументов с коэффициентами ап. Тогда условие ортогональности удовлетворяется, если
хи1 = 2тс/п, а2ж=0, а2П+1=0, (zz = O, 1, 2, 3, ...)
(6.17) или если
хн1 = (2/п+1)и, а2т+1 = 0, а2П = 0 (я=1, 2, 3, 4,...).
Условия (6.17) достаточны, но не необходимы для обращения в нуль касательной составляющей скорости у мишени. Выбор функции Gx ограничен техническими возможностями выполнения отклоняющих систем (обычно используются системы седлообразного и тороидального типов). При этом форма распределения Вх0 вдоль оси зависит главным образом от отношения длины катушки 2Х к ее диаметру 2/? и может варьироваться лишь в сравнительно небольших пределах. Практически задача ставится так, что заданы функции Gz, W и Gx и требуется определить величину х. При этом условие (6.17), вообще говоря, не может быть выполнено, а можно найти только значение х, при котором величина, стоящая в левой части уравнения (6.16), будет минимальной. Это удается выполнить в случае реальных полей подбором функций Gz и Gx.
На рис. 6.4 в качестве примера показаны рассчитанные проекции траекторий электронов на плоскость х, у для передающей трубки типа видикон, имеющей диаметр 40 мм и расстояние от плоскости апертурной диафрагмы прожектора (z=0) до плоскости мишени 140 мм. Распределение магнитных фокусирующего и отклоняющего полей и электростатического потенциала в относительных единицах показано на рис. 6.5. Траектории рассчитаны для различных значений Bz. Величина отклоняющего поля для всех траекторий была выбрана так, чтобы центры окружностей, которые описывают в плоскости ху электроны после отклонения, находились на одинаковом расстоянии от оси z (это расстояние равно 0,9 см). Как видно из рисунка, чем выше номер фокуса, тем меньше радиальные составляющие скорости. На рис. 6.6 показана зависимость энергии еУг, связанной 238
с движением электронов в плоскости ху у мишени, от величины фокусирующего магнитного поля. Кривая Vr(Bzrn) имеет минимумы при двух значениях В2ТП=60 и 80 гс.
Рассмотрим причины, вызывающие такой характер траекторий, на примере идеализированных полей.
/) Bzm=24 гс; 2) Bzm=35 гс; 3) Вгт=40 гс; 4) Bzm=43 гс; 5) Bzm~58 гс;
6) Bzm=66 гс; 7) Bzm=30 гс.
Предположим, что фокусирующее поле однородно, потенциал в области отклонения постоянен, а отклоняющее поле действует только в области от z=z\ z=Z2 и остается в этой области постоянным. Тогда легко показать, пользуясь уравнениями (6.11), что электрон, который до отклонения двигался вдоль оси системы в области отклонения будет двигаться по винтовой линии вдоль наклонной к оси силовой линии суммарного однородного поля. Если за время движения вдоль этой наклонной части силовой линии электрон опишет целое число оборотов спирали, то после отклонения он будет вновь двигаться параллельно оси, т. е. вдоль силовой линии фокусирующего поля, и подойдет к поверхности мишени ортогонально. Если электрон опишет не целое число оборотов в области отклонения, то у него будет составляющая скорости, лежащая в плоскости ху, и он будет после отклонения двигаться по винтовой линии вокруг силовой линии фокусирующего поля.
239
________________________ а)
6)
Рис. 6.5. Распределение магнитных и электрического полей вдоль оси в секции коммутации: а — фокусирующее (/), отклоняющее (2) поля; б — распределение потенциала.
240
Угол поворота электрона вокруг силовой линии про-
IB	f	о
порционален величине где I — расстояние, прой
денное электроном вдоль силовой линии, а В — суммар-ная магнитная индукция поля, равная
При малом угле отклонения В* <2?^ длина I
может быть приравнена к расстоянию между плоскостя-
ми z=z^ и z=z2. Таким образом, и в этом случае приходим к тому, что условие ортогональности падения пучка на мишень ограничивает свободу Bz выбора величины -7=, т. е.
у Ф
определяет при заданном распределении отклоняющего поля допустимые размеры секции коммутации (считывания). Если на длине отклонения /электрон делает п оборотов, а на полной длине секции коммутации L при фокусировке — т оборотов, то = Из этого
простого соотношения видно, что при работе трубки на первом фокусе (/п=1) условие ортогональности, когда KL, не соблюдается (и нецелое). Этот вывод остается справедливым для всех систем, у которых эффективная длина отклоняюще
Рис. 6.6. Зависимость энергии, связанной с движением
отклоненных электронов в плоскости, параллельной мишени, от величины фокусирующего поля.
го поля существенно меньше длины секции коммутации. Под эффективной длиной отклоняющего поля понимается длина
основания прямоугольника, высота которого равна Вхт, а площадь равна площади под кривой Bx(z). В работе [69] для улучшения работы трубок видикон предлагалась отклоняющая система, длина которой больше длины секции коммутации. Такая система обеспечивает хорошую ортогональность падения пучка на мишень труб-
16—2726
241
ки. Однако системы такого типа очень трудно практически использовать для трубок типа видикон ввиду наводок на сигнальную пластину и в принципе нельзя использовать для трубок типа суперортикон из-за большой величины переменного поля в секции переноса изображения (это приводит к резкому падению разрешающей способности).
В последние годы получил широкое распространение другой способ улучшения ортогональности подхода пучка к мишени в трубках видикон. Мелкоструктурную сетку, которую обычно в видиконах, работающих в режиме считывания пучком медленных электронов, помещают перед мишенью, изолируют от анода трубки и подают на нее отдельный, обычно более высокий, чем анодный потенциал. При этом линза, образующаяся между цилиндрическим анодом и плоской сеткой, оказывается собирающей и при определенных условиях уменьшает поперечные составляющие скорости отклоненных электронов. Одновременно с этим увеличение потенциала сетки приводит к довольно значительному увеличению разрешающей способности.
В трубках типа суперортикон иногда используются также сетки перед мишенью со стороны коммутации, но чаще делается кольцевой электрод, расположенный между мишенью и цилиндрическим анодным покрытием стенки колбы (фокусирующим электродом). Этот кольцевой электрод называют тормозящим электродом, хотя такое название совершенно не соответствует его назначению. Действительно, электроны пучка тормозятся полем мишени, находящейся при потенциале, близком к потенциалу катода, а тормозящий электрод имеет потенциал на несколько десятков вольт выше и создает лишь некоторое радиальное поле, улучшающее ортогональность пучка вблизи краев мишени. Однако действие этого электрода весьма важно — небольшие изменения его потенциала приводят к довольно резкому ухудшению равномерности сигнала по полю, а изменения формы могут сделать вообще невозможной настройку трубки.
Форма и расположение тормозящего электрода, так же как и расстояние мишени от отклоняющей системы, являются весьма важными параметрами при разработке такой трубки, как суперортикон, и отклоняющей си-242
стемы к ней. Однако из-за того, что действие этих факторов сказывается только на краях изображения, учет их влияния расчетным путем оказывается чрезвычайно трудоемким и указать пригодные для инженерных целей методы расчета, к сожалению, невозможно.
Следует отметить, что применение сетки, расположенной перед мишенью, приводит к повышению напряженности поля, тормозящего электроны перед мишенью, и как следствие этого к повышению разрешающей способности. В трубках типа суперортикон это не существенно, так как в них ток коммутирующего пучка очень мал и разрешающая способность прибора ограничивается не сечением коммутирующего пучка. Иначе обстоит дело в трубках типа видикон, где ток пучка намного больше и именно его сечение ограничивает разрешающую способность. В случае применения тормозящего электрода уменьшается напряженность тормозящего электрического поля у мишени, вследствие чего возрастают увеличение и аберрации фокусировки. Поэтому применение тормозящего электрода вместо сетки для ортогонализации пучка в видиконах нецелесообразно.
Необходимо затронуть еще один вопрос, относящийся к трубкам, в которых используется вторично-электронный умножитель для усиления сигнала. В этом случае обратный пучок (содержащий как отраженные электроны первичного пучка, так и вторичные электроны, выбитые из мишени) несет полезную информацию и должен быть направлен в умножитель. В идеальной системе, где фокусирующее магнитное поле после отклонения однородно, тормозящее поле у мишени также однородно, а электроны после отклонения не имеют спирального движения, обратный пучок пойдет точно по тому же пути, что и первичный пучок и будет сфокусирован на поверхности анодной диафрагмы прожектора в месте выхода из нее первичного пучка.
В реальных системах имеются отклонения от всех указанных выше свойств идеальной системы, а, кроме того, еще и различные нарушения осевой симметрии расположения электродов и самой трубки в фокусирую-ше-отклоняющей системе. Все это вместе приводит к тому, что место попадания обратного пучка в плоскость 16*	243
апертурной диафрагмы прожектора изменяется в процессе развертки так, что он описывает на этой поверхности некоторый растр. Величина этого обратного растра прямо связана с нарушением однородности полей у мишени и ухудшением ортогональности отклоненного пучка, а его положение относительно центра анода прожектора — с нарушениями осевой симметрии.
В трубках суперортикон с тормозящим электродом, который создает неоднородное поле у мишени, величина обратного растра довольно велика и зависит от потенциала тормозящего электрода. При неудачной конструкции трубки и фокусирующе-отклоняющей системы может создаться такое положение, что при потенциалах тормозящего электрода, обеспечивающих хорошую ортогональность пучка на краях мишени, обратный растр слишком велик и его края выходят за пределы колпачка анодной диафрагмы. Устранить это явление можно только тщательным подбором формы и расположения тормозящего электрода, положения отклоняющей системы относительно мишени, а иногда даже путем изменения длины отклоняющей системы и расстояния между анодом прожектора и мишенью.
В трубках с сеткой вследствие большей однородности поля у мишени величина обратного растра значительно меньше и никогда не выходит за пределы колпачка анодной диафрагмы. В этих трубках возникают другие трудности: различимость структуры сетки на изображении, муары. Это ограничивает как выбор положения сетки (вблизи пучности считывающего пучка), так и ее ориентации и потенциала. Кроме того, требования к ФОС оказываются более жесткими, так как подстройка ортогональности пучка на краях мишени изменением электрического поля практически исключена.
Для расчета ампер-витков отклоняющих катушек, необходимых для отклонения электронного пучка, воспользуемся полученными ранее выражениями для магнитной индукции тороидальных катушек [выражение (5.8)] и катушек седлообразной формы [выражение (5.7)] с наружным магнитопроводом. Если положить, что в области отклонения величина фокусирующего поля постоянна, т. е. Bz=Bz0=const, то из выражения (6.11) получим следующую формулу для расстояния электрона от оси (г — У'х2-\-у2) после отклонения:
244
00
00
— COS (t]5zoZi) \ Bx0(z) cos №oz) dz] 4-
—oo
—00
(6.18)
Для отклоняющих катушек седлообразной формы с внешним магнитопроводом, используя формулу (5.7), получим следующие выражения для интегралов, входящих в (6.18):
00
j Вха (z) dz — 1 filN cos фср (1 + 4at) —со
1 CL 2Х —2Д —0,4R	4X1
~ W --------2R-------C'R
2X —Д
2R
(6.19)
00
j Bxt (z) cos dz =
= 1,6» cos Фер	[ (4a, -1)	-
-ВДВ;»)] sm^o(2X~A)sm 3^—
- 86* sin (0.2^«o)sin (Л (* - A - 0.27?)] -
- 4C.K. sin (^B2q) I	(6.20)
Значения cos-фср определяются выражением (5.9), Z\ — расстояние от центра отклоняющей системы до мишени. В этих выражениях Кп(х) —функция Макдональда [70].
Два последних члена с интегралом (6.20) в выражении (6.18) присутствуют лишь в случае неортогонального падения пучка на мишень трубки. Изменение числа ампер-витков за счет спирального движения электронов у мишени обычно очень невелико и поэтому для практических расчетов им можно пренебречь. При этом для
245
расчета числа ампер-витков, необходимых для отклонения седлообразной отклоняющей системой, получим
0,315RB ZQf
IN =
0-+ О1J (2А — Д) — 0,461 (2Х—2Д —0,4R) —
COS Фер
(6.21)
где Bzo — в гауссах, а все длины в сантиметрах.
Если заменить распределенную намотку отклоняющих катушек эквивалентным витком, расположенным под углом -ф к плоскости симметрии [см. выражение (5.11)], то выражение (6.21) сохраняется при замене фСр на ф. Значения коэффициентов, входящих в выражения (6.19), (6.20), (6.21), те же, что и в гл. 5, § 2.
Пользуясь выражением (6.21), надо учитывать, что магнитные экраны для отклоняющих систем такого типа выполняются не сплошными, а либо наматываются из предварительно покрытой изоляцией проволоки (из железа Армко), либо из отдельных колец (пермаллоя, ферропластмассы и др.) стали ВЧ. Поэтому магнитопровод является не сплошным, а имеет воздушные зазоры, причем коэффициент заполнения магнитным материалом для проволочных экранов fMar~0,75 -4-0,8, а для экранов из колец /маг равен отношению суммы толщин колец к полной длине экрана. Опыт показывает, что хорошее совпадение с практикой получается при увеличении найденных по выражению (6.21) IN в -U— раз.
/ М А Г
Для катушек тороидальной формы справедливо выражение (6.18), но значения интегралов, входящих в это выражение, имеют вид
00
f Вхо (z) dz=~IN cos фер [4Ла, — 4W,], (6.22) —00 00
С Вхй (z) cos (t)BZoz) dz=
—00
= 6,4LV cos фсрЛ\ (ц₽В20) [Од sin (-rfiBza) — 6, sin faa.%*)].
(6.23)
Для практических расчетов тороидальных катушек получим следующее выражение:
246
гдг___	O,155/?Bzor
(а Д — bД') cos Фер
(6.24)
где Bzo — в гауссах, а все размеры — в сантиметрах.
Для упрощения расчетов в этом выражении также можно заменить угол фср углом ф. Значения коэффициентов, входящих в выражения (6.22), (6.23) и (6.24),
Рис. 6.7. Тороидальная отклоняющая система.
аналогичны коэффициентам, приведенным в гл. 5, § 2 для расчета тороидальных отклоняющих систем. Однако пользоваться выражением (6.24) нужно осторожно. Обычно в тороидальных системах, используемых для отклонения пучка в передающих телевизионных трубках, магнитопровод делается из нескольких колец с зазорами между ними (рис. 6.7). Поэтому вычисленное по выражению (6.24) число ампер-витков необходимо умножить на отношение полной длины катушек к суммарной длине колец магнитопровода.
Как видно из выражений (6.21) и (6.24), необходимое для отклонения электронного пучка число ампервитков пропорционально величине отклонения г, внутреннему радиусу магнитопровода /?, величине фокусирующего поля В2о и обратно пропорционально длине магнитопровода и косинусу угла эквивалентного витка намотки.
§ 4. Аберрации при отклонении электронного пучка в случае наложения полей отклонения и фокусировки» Аберрации при отклонении электронного пучка в случае наложения полей отклонения и фокусировки классифи
247
цируются аналогично аберрациям при отклонении пучка в пространстве, свободном от фокусирующего поля (см. гл. 5, § 3). Аберрации второго порядка не являются принципиальными и могут быть сведены к минимуму или устранены полностью путем обеспечения строгой симметрии отклоняющих и фокусирующей катушек. Аберрации третьего порядка полностью определяются конфигурацией отклоняющего и фокусирующего полей и их взаимным расположением на трубке.
В гл. 1, § 6 были получены уравнения траекторий (1.47) при отклонении электронного пучка в случае наложения полей фокусировки и отклонения в параксиальном приближении. Для расчета аберраций при отклонении нужно, как это уже указывалось ранее, удержать в рядах для Bz (1.9), Вх (1.19) или Ву члены, необходимые при расчете аберраций третьего порядка, а интеграл энергий представить в виде
________1______
1<1 +(х'У + (у'У
(6.25)
После громоздких, но несложных преобразований из уравнений (1.48) получим уравнения траектррий с учетом аберраций третьего порядка в следующем виде:
= — ЧУ'Вгь + Ч]ВЮ — ^уВ'го +
+ -П Ьпх* — (ьп +	) Z/2 + 2Ь{ху +
У(х* + у*) D„,	।
Гб ° 20 "г-
y,(Vy2) В'^-В^ху' - ff^yy’} +

У" = г^вгй — -qBX0+ ^хЕГга + 7) — b{y2 о».	х(х*+У*> опг	х'(хг+уг) D„ ।
— Zbuxy--------16---В го--------4----о г0-Г
+ В\охУ + В'^х'1+у 4 W4W»- (6.26)
248
Для расчета величин аберраций третьего порядка
Дх — х х1Э
^У = У — У1
(6.27)
подставим в члены третьего порядка правых частей уравнений (6.26) вместо х и у параксиальные решения Х\ и у\ [см. гл. 1, § 6, уравнения (1.48)]. После такой подстановки получается неоднородная система уравнений относительно Дх и Ду, которая решается так же, как система для параксиального отклонения. Выражение для ошибок третьего порядка получается в следующем виде:
Ьх = £ (А)т (у'о)3~т + т=0
2
У (gimX0-|~frimy0) (л/0)т(уг0)2 т-|-
т=0	т=0
+(a*mkx+btmku) х? ту”+ т=0
т=0
2
+ dM f/o] (A)1 - т	+ X (аятх0+btmy0) k2~V+
т=0
2
+ £ (a^k*+bimku)«)’ “ ”* (/о)т+ т=0
2	3
+ v	<6-28)
т=0	т=0
249
Здесь kx и ky — величины, пропорциональные значениям отклоняющих полей (токам в отклоняющих катушках);
Bxo = kxGx,
^хоманс
q ____ By (z)
V Вуо макс
(6.29)
^Уо---kyGy>
аг — аберрационные коэффициенты.
Выражение для Ду получается из Дх подстановкой уо вместо Хо, —Xq вместо уо, у'о вместо х'о, —х'о вместо у'о, ky вместо kx и —kx вместо ky.
Первые три суммы выражения (6.28) представляют собой аберрации фокусировки, не зависящие от отклонения: первая сумма характеризует сферическую аберрацию, вторая — кому и третья — астигматизм и кривизну поля. Следующие три суммы характеризуют аберрации отклонения, обусловленные эксцентричным положением оси пучка относительно оси фокусирующего и отклоняющего полей (начальное смещение х0 и уо не равно нулю). Ошибки, связанные с эксцентриситетом, не являются принципиальными, ибо в случае хорошо отъюстированной системы величины Хо и у0 должны равняться нулю. Коэффициенты аберраций a3m, а4т, a3m, ^5т, dsm могут быть использованы для расчета технологических допусков на эксцентриситет пучка в электроннолучевых приборах в зависимости от требований к их разрешающей способности и геометрии растра. Последние три суммы представляют собой соответственно кому, астигматизм и кривизну поля, дисторсию, возникающие при отклонении.
Выражения для аберрационных коэффициентов настолько сложны, что анализ их практически невозможен. В то же время все более повышающиеся требования к качеству фокусирующе-отклоняющих систем требуют выяснения условий, при которых возможно уменьшение аберраций, вызывающих расфокусировку электронного пучка при отклонении.
Для возможности проведения анализа реальное неоднородное магнитное фокусирующее поле заменим однородным Bz=const. Это позволит существенно упростить выражения для аберрационных коэффициентов и 250
рассмотреть аберрации электронного пучка при отклонении.
Как известно, в случае отклонения узких электронных пучков (что практически выполняется во всех телевизионных трубках) кома практически намного меньше, чем астигматизм и кривизна поля. Астигматизм при отклонении проявляется в том, что пучок, сходившийся до отклонения в точку, после отклонения нигде не дает точечного фокуса, а на двух поверхностях превращается в штрих, образуя круглое конечных размеров пятно на какой-то средней поверхности — поверхности средней кривизны изображения. При отсутствии астигматизма пучок на поверхности средней кривизны сходится в точку. В случае наличия только кривизны поля вследствие несовпадения поверхности средней кривизны с поверхностью экрана или мишени трубки на экране (мишени) наблюдается расфокусированное круглое пятно, радиус которого увеличивается по мере отклонения пучка от центра. При наличии астигматизма пятно на экране или мишени трубки имеет форму эллипса.
В электроннолучевых трубках, где отклонение электронного пучка происходит в области, свободной от фокусирующего поля, кривизна поля неустранима, но ее влияние может быть скомпенсировано путем введения динамической подфокусировки. Таким образом, при конструировании отклоняющих систем для такого типа электроннолучевых приборов основное внимание необходимо уделять устранению астигматизма.
В отличие от этого в электроннолучевых трубках, где отклонение пучка происходит в области действия фокусирующего поля, введение динамической подфокусировки практически приводит к изменению размера изображения, искажению прямых линий и повороту растра при изменении фокусирующего поля. Поэтому очень важно проанализировать возможность уменьшения кривизны поля в таких фокусирующе-отклоняющих системах, а также установить возможность устранения или по крайней мере уменьшения астигматизма.
Для удобства анализа введем безразмерные координаты:
S = 2/ZTt—, 7] = 2/г7с—, у = 2/гтг—,	(6.30)
21	Zi	Z\
251
где и— целое число, причем п—1—число промежуточных изображений на длине Zi;
х, У у % — декартовы координаты, причем ось z совпадает с осью трубки;
Zi — расстояние от плоскости объекта (кроссовера или апертурной диафрагмы) до плоскости изображения (плоскость экрана или мишени).
Условия фокусировки определяются выражением
<6-3»
При принятых обозначениях выражения для параксиального отклонения (1.47) приобретают следующий вид:
5 = ?0 sin Т — tfo (1 ~ cos у) + kxT	k2Q,
(6.32)
7]=? 0 (1 — cos Y) 4- Vo s<n Y + k2T — kxQ, где
T = f F (т) [1 — cos (y — x)] dt;
(6.33) I
Q = f F (t) sin (y — t) Jt.
Q
Здесь принято, что распределение отклоняющего поля обеих пар катушек (строчной и кадровой) одинаково и определяется функцией F(y), а коэффициенты k\ и k% пропорциональны соответственно токам первой и второй пары катушек.
Интересующие нас аберрации (астигматизм и кривизна поля) в общем случае, как известно, приводят к появлению на экране или мишени трубки аберрационной кривой в виде эллипса, оси которого наклонены под некоторым углом к осям координат.
В рассматриваемом случае этот эллипс в параметрической форме может быть представлен следующим образом:
2Д£	, . • • ,
^-=acos<J> + 6sin<|>,
^-=ccos<|»4-dsin<]>,
(6.34)
252
где Ag и Ат] — координаты точки эллипса по отношению к точке идеального отклонения;
k2 = ki2+k22 (величина k пропорциональна полному отклонению от оси);
+т]'2 (величина, постоянная для данной аберрационной кривой);
ф—-угол, который составляет проекция начальной скорости на плоскость ху с осью х.
Изменение направления отклонения, т. е. отношения kjk2 = tg а, приводит к изменению величин а, 6, с и d, являющихся параметрами аберрационной кривой.
Можно показать, что полуоси эллипса
Ал = /(a + d)2 + (6-r)2	/(a-d)2 + (6 + r)2.
(6.35)
Первый член правой части выражения (6.35) определяет кривизну поля, а второй — астигматизм. Действительно, если в выражении для полуосей эллипса равен нулю второй член правой части, то при этом эллипс превращается в окружность, что соответствует отсутствию астигматизма. В случае равенства нулю первого члена правой части выражения (6.35) эллипс также превращается в окружность, но, как можно показать, это соответствует отсутствию кривизны поля, а поверхности сагиттальных и меридиональных фокусов лежат на равных расстояниях до плоскости изображения и за ней.
Используя формулы (6.26), можно получить выражения для величин, определяющих размер полуосей эллипса:
а + </=4 |[Т,г + 0,2 + Г(7’ — Q')(l— cosY)]dy, (6.36) О
а — d — — 8 j" (f, — f2)(l —cosy)(Tsiny— Qcos'y)dy4-b
cos 2a C {2 (T'2— Q'2)cos2y— 4T'Q'sin2y— b
— 8 (А 4- A) (1 — cos у) (T sin Y — Q cos Y) 4- (6.37)
253
-|- 4Fr [Т (cos у — cos 2y) — Qr cos у (1 — cos Y)]} dl +
-f- sin 2a C [2 (Т'г — Q'2) sin 2y -J- 4T'Q' cos 2y —
— 8(A + A)(1 — cosy) (T cos у + Q sin y) +
-]- 8F'Q cos у (1 — cos у)] dy.
b — c = 0	(6.38)
b-\-c = — 8 C (ft — f2)(l — cos у) (T cos у + Q sin y) rfy+ o
2nn
4- cos 2a J {— 2 (V2 — O'2) sin 2y — 4TfQr cos 2y —
— 8(fi + f2)(l — cosy)(7 cosy + Qsiny) +
+ 4F' sin у [Г (2 cos у — 1) 4~ Q' (1 — cos у)]} dy 4-
4- sin 2a J [2 (T2 — Q'2) cos 2y — 4T'Q' sin 2y 4-
4~ 8 (Л 4~ /2) (1 — cosy)(r siny —Qcosy)4-
4~ 4F'Q sin у (2 cos у — 1)] dy,	(6.39)
где fi и /2 — функции, определяющие распределение отклоняющего поля в пространстве и связанные следующими соотношениями с величинами bj и Ьп:
Как видно из выражений (6.36) и (6.38), величина b—с = 0, и кривизна поля определяется только величиной a + d, в которую не входят функции fi и /2; следовательно, кривизна поля не зависит от распределения отклоняющего поля в перпендикулярном к оси направлении, т. е. от распределения намотки отклоняющих катушек по углу.
В противоположность этому величина астигматизма, определяемая выражениями (6.37) и (6.39), зависит от величин fi и /г» а следовательно, и от углового распреде-254
ления намотки отклоняющих катушек. Выражение (6.36) показывает, что кривизна поля зависит от распределения отклоняющего поля на оси z (от длины поля, его формы и расположения по отношению к плоскостям предмета и изображения).
Для качественной оценки характера зависимостей кривизны поля от диаметра, длины и положения отклоняющей системы функция F была аппроксимирована в виде трапеции (рис. 6.8).
Рис. 6.8. Аппроксимация отклоняющего магнитного поля в виде трапеции: а — реальное поле; б — аппроксимация поля.
Такая форма представления распределения отклоняющего поля на оси, являясь наиболее простой, в то же время достаточно хорошо отражает форму реального отклоняющего поля (рис. 6.8,а).
Как известно, на краю отклоняющих катушек обычно величина магнитного поля спадает до половины максимального значения в центре. Поэтому общая длина отклоняющих катушек в нашем случае равна примерно 2А. Крутизна спада отклоняющего поля, обусловливаемая диаметром отклоняющих катушек, в нашем случае определяется величиной б, а расположение отклоняющих катушек по длине трубки — параметром р.
При таком представлении формы отклоняющего поля интегралы, входящие в выражения (6.36) — (6.39), могут быть вычислены. Следовательно, варьируя длину и положение отклоняющей системы, поле которой представлено в виде трапеции, можно легко вычислить значения a+d, определяющие кривизну поля.
255
Следует отметить, что при изменении параметров 6, Д и р меняется не только величина аберраций, но и чувствительность отклонения, т. е. одному и тому же току (значению k) соответствуют разные величины отклонения (Т и Q). Поэтому для сравнения кривизны поля различных отклоняющих систем необходимо вычислять не значения .	a + d
а+а, а величину _^~qT 
Расчеты величины у2 аг были проведены для слу-чая фокусировки, когда и=1 (первый фокус). Такая фо-
а)
Рис. 6.9. Зависимость кривизны поля от положения и длины отклоняющих катушек при: а) 6=0,2; б) 6=0,3: /) Д=0,2; 2) Д-0,3; 3) Д=0,4; 4) Д-0,5; 5) Д-0,6.
кусировка наиболее широко распространена на практике.
На рис. 6.9 показаны зависимости этой величины от положения отклоняющей системы при различной длине системы 2Д и для нескольких значений 6.
Нетрудно видеть, что, во-первых, кривизна поля существенно зависит от положения отклоняющей системы и всегда уменьшается при приближении системы к плоскости изображения, даже изменяя в некоторых случаях знак. Таким образом, в отличие от систем с раздельными областями фокусировки и отклонения пучка в рассматриваемом случае имеется возможность эффективно воздействовать на кривизну поля. С этой точки зрения целесообразно выбирать положение отклоняющей системы возможно ближе к плоскости изображения. Во-вто-256
рых, увеличение длины системы также ведет к уменьшению кривизны *, а так как это одновременно обусловливает увеличение чувствительности, то, очевидно, всегда выгоднее применять возможно более длинные отклоняющие катушки.
Выражения (6.35) — (6.39) показывают, что при отклонении пучка по направлению оси х в формулы входит только функция fi, а при отклонении по оси у — только функция /2, причем в обоих случаях одинаковым образом. Очевидно, что астигматизм может быть устранен по всему полю, если fi=f2- При этом угловое распределение намотки обеих отклоняющих катушек должно быть одинаковым. Рассмотрение формул (6.36) — (6.39) показывает, что для устранения астигматизма по всему полю необходимо также одновременно обратить в нуль четыре выражения (интегралы, стоящие множителями при cos 2а и sin 2а в формулах для а—d и b + с). В эти интегралы функции fi и f2 входят только в виде двух комбинаций, поэтому удовлетворить условия устранения астигматизма по всему полю растра только подбором функции f (т. е. углового распределения намотки) невозможно. Для этого необходимо, кроме того, подобрать определенный вид распределения отклоняющего поля на оси системы (длину и положение отклоняющих катушек). Как известно, функция f при различных угловых распределениях намотки катушек изменяется не только по величине, но и по знаку, поэтому аппроксимировать ее в общем случае весьма затруднительно. Вследствие этого провести вычисления астигматизма, как это было сделано для кривизны поля, не удается.
При одинаковых формах отклоняющих полей геометрические искажения в случае наложения полей фокусировки и отклонения и в случае отклонения в пространстве, свободном от фокусирующего поля, имеют разные знаки. Так, при подушкообразной форме отклоняющего поля (рис. 6.10,а) в сечении, перпендикулярном к оси системы, в случае отклонения пучка в области, свободной от фокусирующего поля, с увеличением угла отклонения пропорциональность между током, протекающим в от-
* Как известно, в случае, когда отклонение электронного пучка происходит в области, свободной от фокусирующего поля, кривизна поля также уменьшается при увеличении длины отклоняющей системы.
17—2726	257
Рис. 6.10. Силовые линии подушкообразного магнитного поля:
а — направление векторов магнитной индукции в случае отклонения лучка в пространстве, свободном от фокусирующего поля: б — направление векторов магнитной индукции в случае наложения полей отклонения и фокусировки.
клоняющих катушках, и величиной отклонения нарушается. Отклонение пучка растет медленнее, чем нарастает ток. При этом, как указывалось выше, мы считаем, что магнитная индукция пропорциональна току в отклоняющих катушках, т. е. магнитопровод линеен. В случае, если свойства магнитопровода изменяются при изменении величины магнитной индукции, пропорциональность между током и индукцией нарушается, что приводит к непропорциональности между отклонением и током и влияет на величину геометрических искажений. В этом случае при подушкообразной форме поля растр имеет бочкообразную форму. При отклонении пучка в случае наложения полей фокусировки и отклонения при подушкообразной форме отклоняющего поля (рис. 6.10,6) растр имеет подушкообразную форму. Это объясняется различным направлением отклоняющих полей, необходимых для отклонения пучка в том и другом случае. Следовательно, исправление геометрических искажений одинаковой формы в обоих случаях обеспечивается при различных формах отклоняющих полей.
В случае наложения полей фокусировки и отклонения для исправления подушкообразного растра необходима бочкообразная форма поля, в другом случае необходима подушкообразная форма поля. Форма поля, как уже указывалось, задается распределением намотки отклоняющих катушек по углу. Для создания подушкообразного поля эквивалентный виток намотки необходимо приближать к плоскости симметрии катушек (угол ф на рис. 5.12 необходимо уменьшать), для создания бочкообразного, наоборот, угол ф необходимо увеличивать.
§ 5. Конструкции фокусирующе-отклоняющих систем. Принципиальная схема конструкции фокусирующе-от-клоняющей системы для передающих трубок типа су-перортикон, видикон, диссектор приведена на рис. 6.11. Для трубок типа суперортикон на практике используются отклоняющие системы, собранные из седлообразных катушек. Лобовые витки в этих катушках не отгибаются. Могут быть использованы также статорные отклоняющие катушки с неотогнутыми витками.
Формирование электронного изображения на мишени трубки типа суперортикон происходит в секции изображения (переноса). В этой секции фотоэлектронный поток 17*	259
фокусируется магнитным полем на мишень трубки. Если в секции изображения присутствует поле рассеяния отклоняющих катушек, то это приводит к отклонению электронного потока синхронно с частотами строчной и кадровой разверток. Так как процесс накопления заряда на мишени продолжается в течение времени одного кадра, то за это время каждая точка электронного изображения превращается в прямоугольник или квадрат (в зависимости от формата считывающего растра), что приводит к потере разрешающей способности трубки. Поэтому не-
Рис. 6.11. Схема фокусирующе-отклоняющей системы:
1 — фокусирующая катушка; 2 — отклоняющая система; 3 _ трубка; 4 — корректирующая катушка.
обходимо уменьшать поля рассеяния отклоняющих катушек. Седлообразные катушки с неотогнутыми лобовыми витками (рис. 5.1,а) имеют более короткое поле, чем тороидальные катушки, и величина поля рассеяния в секции изображения в несколько раз меньше, чем при использовании тороидальных катушек.
Для повышения эффективности поверх катушек устанавливается цилиндрический магнитопровод. Магнитопровод можно выполнить либо из проволоки, либо из колец. Во всех существующих конструкциях фокусирующе-отклоняющих систем магнитопровод выполняется из отожженной стальной проволоки «Армко». Магнитопровод наматывается на каркасе из кабельной бумаги или прессшпана. В процессе намотки проволока пропитывается клеем, и после сушки магнитопровод представляет собой жесткую конструкцию. Магнитопровод из оксифе-ра не применяется ввиду того, что на довольно большом участке будет заэкранировано фокусирующее поле.
260
Намотка катушек производится либо в плоских шаблонах с последующей укладкой в каркасы, имеющие пазы (аналогично конструкции рис. 5.2,а), либо в шаблонах (рис. 5.6) и тогда для обеих пар катушек используется один каркас. Для уменьшения емкостной связи между парами катушек устанавливается статический экран из медных проволок. Статический экран может быть также выполнен электрохимическим способом путем нанесения слоя меди или графита на каркас. Карка-
Рис. 6.12. Седлообразная отклоняющая система для трубки видикон.
сы для отклоняющих катушек обычно прессуются из пресс-порошков.
Для трубок типа видикон и диссектор можно использовать седлообразные, тороидальные и статорные отклоняющие системы. На рис. 6.12 показана конструкция отклоняющей системы для трубки типа видикон (катушки седлообразного типа). Катушки седлообразной формы можно изготовлять «печатным» способом. Изготовление таких катушек производится фотохимическим способом. Отклоняющая катушка собирается из нескольких отдельных элементов (рис. 6.13).
На рис. 6.7 показана конструкция тороидальной отклоняющей системы для трубок типа видикон. Сердечник отклоняющей системы во избежание полной экранировки фокусирующего поля выполняется из нескольких полос магнитомягкой ленты (пермаллой. ХВП и др). Толщина ленты берется в пределах 0,1—0,15 мм.
261
Фокусирующие катушки мотаются на каркасах из пресс-порошков или немагнитных металлов (алюминий, медь и т. д.). В случае использования тороидальных отклоняющих систем каркас фокусирующей катушки должен быть обязательно выполнен из металла, ибо каркас фокусирующей катушки является экраном, существенно повышающим эффективность системы (см. гл. 5, § 4). Для создания нужного распределения фокусирую-
Рис. 6.13. Отклоняющая катушка, выполненная фотохимическим способом (печатная).
шего поля каркас катушки может быть разбит на несколько секций.
Для фокусировки электронного пучка в передающих телевизионных трубках могут быть использованы постоянные магниты. Длинные магнитостатические линзы могут быть собраны из нескольких цилиндрических магнитов либо стержней [71], объединенных круглыми шайбами.
Корректирующие катушки могут быть выполнены как седлообразной формы, так и тороидальными. Они имеют небольшую длину по оси трубки (порядка 5—7 мм) и устанавливаются в районе прожектора.
Конструктивно фокусирующе-отклоняющие системы для передающих трубок довольно сложны. Так, в системах для трубок типа суперортикон необходимо предусмотреть возможность перемещения отклоняющей системы относительно фокусирующей, для того чтобы обеспе-262
чить использование трубок с заданными допусками на длину секции изображения. В передней части отклоняющей или фокусирующей системы устанавливается контактная система для подачи напряжений к электродам трубки, выводы которых расположены у мишени. Для жесткой фиксации положения трубки в конструкции систем предусматриваются резиновые кольцевые уплотнители и зажимы в хвостовой части.
К сожалению, в настоящее время не представляется возможным дать полные рекомендации по расчету фоку-сирующе-отклоняющих систем для передающих телевизионных трубок. Ряд явлений, которые известны, пока не объяснены. Поэтому можно дать только самые общие рекомендации по методике расчета и конструирования таких систем.
Конструирование и расчет фокусирующе-отклоняю-щей системы для передающих трубок должен проводиться одновременно с расчетом и конструированием трубки, так как комплекс трубки с системой представляет собой единую электроннооптическую систему. Внутренний диаметр отклоняющих катушек определяется диаметром трубки. Естественно, при выборе диаметра отклоняющей системы необходимо учесть допуск на размер стеклянного баллона и обеспечить необходимый зазор между трубкой и отклоняющей системой порядка 1—2 мм. Далее выбирают тип намотки отклоняющей системы, причем следует учитывать, что поле рассеяния седлообразных катушек значительно меньше, чем поле рассеяния тороидальных катушек, поэтому последние нецелесообразно применять для трубок с переносом электронного изображения.
Длина отклоняющей системы выбирается такой, чтобы угол отклонения был достаточно малым — порядка 8—12°. Длина фокусирующей катушки выбирается вначале ориентировочно несколько большей, чем предполагаемая длина секции коммутации в случае видикона, и несколько большей суммарной длины секции коммутации и переноса изображения в случае суперортикона. Задаваясь режимом работы трубки, рассчитывают необходимую напряженность фокусирующего поля и номер фокуса.
После этого по выражениям (6.21) можно рассчитать необходимое количество ампер-витков и произвести кон
263
структивный расчет отклоняющей системы по методике, изложенной в гл. 5, § 5. Расчет траекторий по выражениям (6.11) позволяет определить величину энергии, связанной с движением в касательном к мишени направлении. Необходимая для уменьшения этой энергии величина фокусирующего поля или потенциала в области отклонения находится подбором. Затем уточняется длина секции коммутации, номер фокуса и проводится новый расчет необходимого числа ампер-витков отклоняющей системы.
Для уменьшения кривизны поля изображения желательно располагать отклоняющую систему возможно ближе к мишени трубки и удлинять ее. При выборе местоположения отклоняющей системы на горловине трубки необходимо провести расчет энергии, связанной с движением по касательной к мишени. Такой расчет нужно провести для нескольких положений отклоняющей системы. Окончательный выбор положения отклоняющей системы на трубке производится экспериментально. Экспериментально подбирается и форма фокусирующего поля. Для экспериментального подбора формы фокусирующего поля наиболее целесообразно изготовить секционированную катушку и путем изменения токов в секциях задавать нужную форму поля.
Заключение
Попытаемся в заключении дать некоторые рекомендации по выбору систем фокусировки и отклонения пучка в зависимости от требований, предъявляемых к прибору.
Магнитные отклоняющие системы могут применяться в приборах с большими углами отклонения и сравнительно широкими пучками в зоне отклонения, в то время как электростатические отклоняющие системы сильно искажают пучок уже при сравнительно малых углах отклонения. В то же время частотные свойства электростатических отклоняющих систем несравненно выше, чем у магнитных, поэтому при больших частотах развертки и особенно при широкополосном сигнале произвольной формы могут применяться только электростатические отклоняющие системы.
Обычно именно требования к углу отклонения и частотные ограничения определяют выбор отклоняющей системы. Однако иногда имеют значение и другие соображения. Магнитные системы, располагаемые вне горловины прибора, увеличивают его габариты, общий вес, а также потребляемую мощность. Поэтому при стремлении максимально уменьшить и облегчить аппаратуру целесообразно заменять магнитные системы электростатическими, как это сделано, например, в некоторых современных телевизионных передающих трубках типа видикон. Надо, однако, отчетливо понимать, что применение электростатических отклоняющих систем значительно усложняет конструкцию самого электровакуумного прибора, повышает требования к точности его изготовления, исключает возможность отклонения на большие углы и применения широких пучков.
Выбор целесообразной системы фокусировки обычно значительно сложнее, чем системы отклонения, так как в этом случае нет одного определяющего этот выбор фактора. Основное преимущество магнитных систем фокусировки — возможность работать с относительно широкими пучками — обусловлено прежде всего их большими эффективными размерами вследствие расположения
265
вне горловины прибора. Это преимущество не реализуется в приборах с электростатическим отклонением, так как применение последнего требует диафрагмирования пучка. Поэтому в приборах с электростатическим отклонением редко используют магнитную фокусировку.
Получить фокусировку высокого качества с помощью магнитной системы обычно легче, так как она допускает юстировку, ее легче изготовить с большой точностью, чем электростатическую систему. Фокусировка пучков с большим током также легче осуществляется магнитными системами, так как при больших углах раствора пучка, допускаемых магнитной системой, облегчается создание и работа эмиссионной системы, уменьшается влияние объемного заряда пучка.
Изготовление приборов с магнитной фокусировкой проще, но эксплуатация их менее удобна, так как повышаются мощности источников питания, увеличиваются требования к их стабильности. Все это увеличивает вес, габариты и потребляемую аппаратурой мощность. Поэтому для массовых приборов, таких например, как телевизионные приемные трубки, оказывается выгодным переход на электростатическую систему фокусировки, несмотря на усложнение производства самого электроннолучевого прибора.
В электроннолучевых приборах высокой разрешающей способности с магнитным отклонением применяются или чисто магнитные, или смешанные системы фокусировки. Однако и здесь заметно стремление перейти на электростатическую фокусировку, но с сохранением магнитных элементов для юстировки и корректировки пучка.
Магнитные системы пока, безусловно, обеспечивают более высокое качество пучка в приборах со считыванием пучком «медленных» электронов. В приборах этого класса переход на чисто электростатические системы управления пучком, вызванный эксплуатационными соображениями, приводит к довольно значительному уменьшению разрешающей способности.
Следует еще отметить, что приборы с магнитным управлением пучком оказываются несколько менее чувствительными к внешним наводкам, электростатические же приборы требуют очень тщательной экранировки от внешних полей.
266
Литература
1.	Кельм ан В. М. и Явор С. Я. Электронная оптика. Изд-во АН СССР, 1958.
2.	Цуккерман И. И. Электронная оптика в телевидении. Гос-энергоиздат, 1958.
3.	Глазер В. Основы электронной оптики. Гостехиздат, 1957.
4.	Рустерхольц А. Электронная оптика. Изд-во иностранной литературы, 1952.
5.	П и р с Дж. Р. Теория и расчет электронных пучков. Изд-во «Советское радио», 1956.
6.	Е р s t е i n D. W. Электронно-оптические системы, состоящие из двух цилиндров, и их применение в электронно-лучевых трубках. Proc. IRE, 1936, v. 24, р. 1095.
7.	Spangenberg К., Field L. М. Некоторые упрощенные методы определения оптических характеристик электронных линз. Electr. Commimic, 1942, v. 20, р. 305.
8.	G г i v е t Р. Optique electronique, I Lentilles electroniques, Bor-das, 1955.
9.	Goddard В. Оптические характеристики двухцилиндровой электростатической линзы. Proc, of Cambr. Phyl. Soc., 1946, v. 42, № 2, p. 106.
10.	Grivet P., Bernard M. Расчет оптических характеристик двухцилиндровых линз. Comptes Rendus Ac. Sc. de Paris, 1951, v. 233, p. 788; Ann. Radioelectricite, 1952, v. 6, p. 3.
11.	Spangenberg K, Field L. M., Измерение характеристик некоторых электростатических электронных линз. Electrical Сош-munic., 1943, v. 21, р. 194.
12.	Gun d er t E. Сферическая аберрация электростатических электронных линз. Telefunkenrohre, 1941, № 20; Zeitschr fur Physik, 1939, Bd. 112, S. 689.
13.	Regenstreif E. Теория электростатических трехэлектродных линз. Annales de radioelectr., 1951, v. 6, № 23, p. 51.
14.	С a n с о n А. Характеристики одиночных электростатических линз. Ann. Phys., 1947, v. 2, p. 333.
15.	Bruck H. Электроннооптические характеристики электростатических линз. Cahiers de Physique, 1944, v. 24, p. 15.
267
16.	Inoue J. Об аберрациях асимметрии электронных линз. Ргос. of the ferst internal, congress of electron microscopy Paris, 1953, p. 199.
17.	S e p t i e г А. Одиночные линзы из труб. Compt. Rend Ac. Sc., 1953, v. 236, p. 58; 1953, v. 237, p. 231.
18.	Liebmann G. Оптические характеристики одиночных трубчатых линз. Proc. Phys. Soc., Sec. В., 1949, v. 62, p. 213.
19.	Gobrecht. Оптические постоянные и аберрации трубчатых одиночных линз. Arch. Elektrotechn., 1941, v. 35, р. 672.
20.	Jam s. Оптические постоянные одиночных несимметричных трубчатых линз. Proc. IRE, 1939, v. 27, р. 103.
21.	Ramberg Е. G. О сферической аберрации электронных линз. J. Appl. Phys., 1942, v. 13, р. 582.
22.	Klemperer О. Electron Optics. Cambridge, 1953.
23.	L i е b m a n G. Сферическая аберрация одиночных линз. Proc. Phys. Soc., Sec. B., 1949, v. 62, p. 753.
24.	S c h w a r t z J. W. Ограничение фокусировки электронного пучка пространственным зарядом RCA Rev., 1957, v. 18, № 1, р. 3.
25.	S с h 1 е s i n g е г К. Электронно-лучевая трубка с микроскопическим пятном и очень высокой разрешающей способностью. IRE Trans., 1962, ED-9, № 3, р. 281.
26.	Ardenne М. Прецезионный электроннолучевой осциллограф с диаметром пятна в несколько микрон. J. of Scientific Instruments, 1957, v. 34, № 5.
27.	Круг К. А. Основы электротехники. ГОНТИ, 1939.
28.	Дутов Г. Г. и Соловьев А. М. К вопросу о выборе оптимального режима работы электронно-оптических зондовых систем. «Оптико-механическая промышленность», 1963, № 6, стр. 39—43.
29.	«Электронно-лучевые трубки», пер. с англ., под ред. А. Я. Брейтбарта, ч. II. Изд-во «Советское радио», 1949.
30.	Буйлов А. Я. Основы электроаппаратостроения. Госэнергоиз-даг, 1946.
31.	Глиненко К. С., Грицкив 3. Д. Повышение разрешающей способности кинескопов на краях растра. «Техника кино и телевидения», 1965, № 8, стр. 44—46.
32.	Тамм И. Е. Основы теории электричества. Гостехиздат, 1946.
33.	Ц ы р л и н Л. Э. К расчету поля некоторых электроннооптических устройств. ЖТФ, 1964, т. 34, № 7, стр. 1293—1305.
34.	Маркович М. Г., Цуккерман И. И. Сферическая аберрация четырехполюсных магнитных линз. ЖТФ, I960, т. 30, № 11, стр. 1362.
35.	Д ы м н и к о в А. Д., Ф и ш к о в а Т. Я-, Я в о р С. Я. Сферическая аберрация ширины линейного изображения комбинированной квадрупольной линзы. ЖТФ, 1965, т. 35, № 4, стр. 759.
36.	Маркович М. Г. Авторское свидетельство № 131417 от 24/IX-1959.
37.	Маркович М. Г. Диссертация. ФТИ им. Иоффе, 1962.
38.	Маркович М. Г., Ольховицкий Л. А., Цуккерман И. И. Электронно-оптическая фильтрация контуров. «Техника кино и телевидения», 1965, № 7, стр. 41—44.
39.	П л е с с И. и др. Доклад на Международной конференции по физике высоких энергий. Дубна, 1964.
268
40.	S c h 1 e s i n g е г K-, Rate E. Фокусировка пучка в электроннолучевой трубке с помощью спиральной линзы. IEEE Trans. Electron Devices, 1964, v. 11, № 7, p. 356—360.
41.	Allard L. S. Электроннолучевые трубки с высокой разрешающей способностью. Med. and. Biol. Illustrirte, 1964, v. 14, № 3, p. 184—190.
42.	A p ц и м о в и ч Л. А. Электроннооптические свойства эмиссионных систем. «Известия АН СССР», сер. физическая, 1944, т. 8, стр. 313.
43.	D о у 1 е R. J. Электростатический видикон. IRE Intern. Conv. Record, 1962, v. 3, p. 185.
44.	S c h 1 e s i n g e г К. Внутренняя электростатическая отклоняющая система. Electronics, 1952, v. 25, p. 105.
45.	Schlesinger К. Успехи в разработке послеускорения и электростатического отклонения. Proc. IRE, 1956, v. 5, р. 659.
46.	Бонштедт Б. Э. Авторское свидетельство № 143479, 1961, кл. 21д, 132з-
47.	Л ь ю и с И., У э л с Ф. Миллимикросекундная импульсная техника. Изд-во иностранной литературы, 1956.
48.	Чернушенко А. М. Применение замедляющих систем для отклонения электронного пучка *в осциллографических трубках. «Радиотехника и электроника», 1959, № 6, стр. 995.
49.	Р i е г с е J. R. Осциллоскоп с бегущей волной. Electronics, 1949, v. 22, № 11, р. 97.
50.	S m i t h S. Т., Talbot R. V., Smith С. H. Электроннолучевая трубка для высокоскоростной записи однократных процессов. Proc. IRE, 1952, v. 40, № 3, р. 297.
51.	Kratochvil F., Schaffstein G. Отклоняющие катушки для телевизионных кинескопов и их совершенствование за последние годы. Telefunken Z., 1963, № 1/2, S. 48—58.
52.	W е n d t G. Ошибки при отклонении электронных пучков в отклоняющих устройствах с простой симметрией. Z. Phys., 1942, В. 119, S. 423.
53.	W е n d t G. Аберрации магнитных отклоняющих полей Tele-funkenrohre, 1939, Bd. 15, S. 100.
54.	W e n d t G. Аберрации при отклонении электронного пучка в двух скрещенных полях. Z. Phys., 1941, Bd. 118, S. 593.
55.	Н u 11 е г R. Отклонение пучков заряженных частиц, Advances in Electronics, 1948, v. 1, p. 117.
56.	H a a n t i e s J., Lubben G. Погрешности магнитного отклонения. Philips Res. Rep., 1957, v. 12, № 1, p. 46—68; v. 14, № 1, p. 65—97.
57.	К a n a у a Koichi, Kawakatsu Hisaza. Безаберрацион-ная отклоняющая система. Дэнки сикэнсё мю. Bull Electrotech Lab., 1962, v. 26, № 4, р. 241—250.
58.	К а п а у a Koichi. Применение стигматора для устранения аберраций в электронно-оптических отклоняющих системах. Ден-ки сикэнсё мю. Bull. Electrotechn. Lab., 1961, v. 25, № 7, p. 481—494.
59.	С о c i n g W. Характеристики отклоняющих катушек. Wireless World, 1950, № 3, p. 95; № 4, p. 147; № 5, p. 176.
60.	W e n d t G. Методы определения аберраций при магнитном отклонении. Ann. radioelectr., 1954, v. 9, р. 286.
269
61.	Torch G. Высокоэффективные отклоняющие системы с малым содержанием меди, имеющие сбалансированную переходную характеристику. Trans. IRE PQBT R-6, 1954, № 3, p. 17—24.
62.	К p и в о ш e e в M. И. Телевизионные измерения. Изд-во «Связь», 1964.
63.	С у в о р о в Н. В., К а р п е ш к о в Ю. Б. Установка для измерения размеров светового пятна на экране ЭЛТ. «Техника кино и телевидения», 1964, № 4, стр. 63.
64.	К а й в е р М. С. Основы цветного телевидения. Изд-во иностранной литературы, 1957.
65.	М а р к о в и ч М. Г., Ц у к к е р м а н И. И. Геометрические преобразования телевизионного растра. «Техника кино и телевидения», 1963, № 6, стр. 54—57.
66.	J о n s о п К- Е. Приемные телевизионные трубки с магнитными линзами, увеличивающие отклонение электронного луча для транзисторных приемников. Radio and Electron Eng., 1964, v. 28, № 2, p. 115—128.
67.	G u n d e r t E., W о t s c h F. Об увеличении отклонения в приемных телевизионных трубках. IRE Trans., 1962, v. Ill, ED-9, № 2, p. 197—203.
68.	Б о н ш т e д т Б. Э. Диссертация, ЛФТИ, АН СССР, 1960.
69.	Lodge J. А. Англ, патент, 1957, № 781187.
70.	В а т с о н Г. Теория бесселевых функций. Изд-во иностранной литературы, 1952.
71.	3 в о р ы к и н В. К., М о р т о н Д. А. Телевидение. Изд-во иностранной литературы, 1956.
72.	Д е р - Ш в а р ц Г. В., М а к а р о в а И. С. Сферическая аберрация осесимметричных магнитных линз. «Радиотехника и электроника», 1966, т. XI, № 1.
73.	L u t z Н. Магнитная отклоняющая система максимальной чувствительности. Nachrichtentechn. Zeitschr., 1962, Bd. 15, № 7, S. 341—349.
74.	E л ь я ш к e в и ч. Справочник по телевизионным приемникам. Связьиздат, 1963.
Оглавление
Предисловие................................................ 3
Глава 1. Теоретические основы фокусировки и отклонения электронных пучков.................................... 5
§ 1.	Уравнения движения	электронов	в	электрических
и магнитных полях............................. 5
§ 2.	Типы полей, используемых в электроннолучевых приборах .............................................. 8
§ 3.	Фокусирующие свойства	осесимметричных	полей	14
§ 4.	Уравнения траекторий в цилиндрических и квадру-польных системах.......................................19
§ 5.	Электронные линзы. Построение изображений. Кардинальные элементы линз................................23
§ 6.	Отклонение электронных пучков.....................26
§ 7.	Аберрации фокусировки и отклонения ...	30
Глава 2. Электростатические фокусирующие системы	42
§ 1.	Типы электростатических линз......................42
§ 2.	Параксиальные свойства осесимметричных линз	46
§ 3.	Аберрации электростатических линз................ 62
§ 4.	О формировании электронных пучков ....	65
§ 5.	Влияние пространственного заряда в пучке ...	68
§ 6.	О выборе типа фокусирующей электростатической системы и ее конструкции...............................71
Глава	3. Магнитные фокусирующие системы	....	77
§ 1.	Типы магнитных фокусирующих линз	....	77
§ 2.	«Короткая» осесимметричная магнитная	линза . .	79
§ 3.	Аберрации «коротких» фокусирующих	систем .	.	86
§ 4.	Методика расчета и конструирования «коротких» осесимметричных фокусирующих	систем...........92
§	5.	Динамическая подфокусировка электронного	пучка	97
§	6.	«Короткие» четырехполюсные	магнитные	линзы	.	.	99
§	7.	Аберрации четырехполюсных	магнитных	линз	.	.	НО
§ 8.	Две четырехполюсные линзы как фокусирующая система ........................................ .....	112
§ 9.	Вращающийся штрих-фокус..........................116
§ 10.	Способы коррекции осевого астигматизма осесимметричных фокусирующих систем.........................120
§11.	Магнитостатические фокусирующие системы .	.	122
271
Глава 4. Электростатическое отклонение электронных пучков ................................................126
§ 1.	Типы электростатических	отклоняющих	устройств	126
§ 2.	Отклонение электронного	пучка	в	параксиальном
приближении.................................132
§ 3.	Ограничения частоты развертки..............139
§ 4.	Аберрации при электростатическом отклонении электронного пучка........................................145
§ 5.	О выборе электростатической отклоняющей системы и ее конструкции......................................149
Глава 5. Магнитные отклоняющие системы	...	150
§ 1.	Типы магнитных отклоняющих систем	.	.	.	150
§ 2.	Отклонение электронного пучка магнитным полем в параксиальном приближении...........................160
§ 3.	Аберрации магнитных отклоняющих систем .	.	171
§ 4.	Эффективность отклоняющих систем	.	.	.	.	185
§ 5.	Конструирование и проверка отклоняющих систем 190
§ 6.	Особенности отклоняющих систем для трехлучевых цветных телевизионных приемных трубок .	.	.	211
§ 7.	Устройства для уменьшения геометрических искажений изображения и центровки электронного пучка 216
§ 8.	Геометрические преобразования телевизионного растра .................................................220
Глава 6. Системы с совмещением фокусировки и отклонения ................................................227
§ 1.	Особенности фокусировки и отклонения пучков «медленных» электронов....................................227
§ 2.	Фокусировка электронного пучка полем длинной магнитной катушки...................................  230
§ 3.	Отклонение электронного пучка в параксиальном приближении...........................................234
§ 4.	Аберрации при отклонении электронного пучка в случае наложения полей отклонения и фокусировки 247
§ 5.	Конструкции фокусирующе-отклоняющих систем 259
Заключение...............................................265
Литература...............................................267
ОПЕЧАТКИ
Страница	Строка	Напечатав»	Должно быть
106	2-я сверху	z запишется в ваде	z запишется в виде (для половины обмотки)
166	в формуле (5.7) вместо 8 читать т		
175	во всех формулах этой страницы вместо 9 читать т		
Зак. 2726.