115298. lajstromszámú szabadalom • Magnetroncső két- vagy többrészű anódával és egy vagy több, egymástól elválasztott emisszióforrással
zető mindkét végét szigetelten vezetjük ki, úgy hogy azt mágneses segédmező, főként modulálcmező gerjesztésére használhatjuk. Így a 4. ábrabeli megoldásnál a nagy-5 frekvenciájú áram az (S) csövön, a modulációs áram az (L) vezetőn át folyik. Az (E) elektron-emisszióforrásoknak nem kell mindig az anódrészek és az áramút képezte rendszer szimmetriapontjaiban, 10 illetőleg szimmetriasíkjaiban lenniök, hanem a hasíték síkján kívül is lehetnek, ha állandó, egyenárammal keltett mágneses mező az elektronokat nagyfrekvenciás vezérlés nélkül is bizonyos mértékben ki-15 téríti (2. ábra). Ha az emisszióforrások mágneses moduláció esetében, melyet p. o. az áramúthoz koaxiális (L) vezető segélyélyével végzünk, az anódákat elválasztó síkban lennének, akkor a nagyfrekven-20 ciájú kimenőkörben a kétszeres modulációsfrekvencia lépne fel, minthogy a nagyfrekvencia maximuma a modulálóáram minden nullaátmeneténél, tehát a modulációs frekvencia periódusaként kétszer lép 25 fel. Ha ezt a kettőzést kierülni akarjuk, geometriai, villamos vagy mágneses szimmetriát kell a magnetron csőgenerátorba vinni. A geométriai asszimmetriát szerkezeti kiképzéssel, p. o. úgy érhetjük el, 30 hogy az emisszióforrásokat az áramút irányában eltoltan, az anódák hasítéksíkján kívül helyezzük el. Hogy a fent ismertetett szimmetriafeltételeknek lehetőleg minél jobban eleget te-35 hessünk, az (E) emisszióforrást célszerűen pont- vagy köralakú, közvetlen vagy közvetett fűtésű katódaként alakítjuk ki. A rezgéskeltés itt tárgyalt módjánál az elektronoknak az emisszióforráshoz visszatérő rése és ezzel a katódának a visszaíűtése, illetőleg szekundér elektronok gerjesztése nem következhetik be. Ily jelenségek amiatt válnak lehetségessé, hogy az elektronok mozgásuk közben, a véges mozgási idő 45 miatt, a kiindulási elektródához való visszatérésüknél járulékos energiát nyerhetnek. Minthogy a mozgási idő ultrarövid hullámoknál a rezgési idő nagyságrendjével bír, az elektron a kisütő-50 körzet sztatikusan egyenértékű térrészein halad át, azonban oly feltételek mellett), melyek a rezgésfolyamat következtében időben különböző értékűekké váltak. Ez igen fontos, mert ezzel a nagy emisszióképes-55 ségű oxidkatódák alkalmazásának (melyeknek kifejezett telítésük nincs), amelyek a katódf elület egységére vonatkoztatva, sokkal bőségesebb elektronforrást jelentenek, nincs már akadálya. Az (E) emisszióforrás hozzávezetését a 60 hasíték síkján belül rendezhetjük el (4. ábra), azonban ezeket az áramúthoz párhuzamosan, azon belül vagy kívül is vezethetjük (2. és 7. ábra). Ha a fűtőáram mezejének hatását ki akarjuk küszöbölni, 65 vagyis nem kívánjuk azt segédmezőként a mozduláláshoz felhasználni úgy, mint azt a 7. ábrán felhasználjuk, akkor a hozzávezetést az egyik oldalon kettős vezetékként, p. o. összesodorva vezethetjük ki 70 (2. és 4. ábra). Az ultrarövid hullámú csőgenerátorok mindegyikénél a terhelés határát gyakorlatilag nem az anóda, hanem a katóda szabja meg. A katóda méretei az emisszió- 75 teljesítménnyel növekednek. Ez a körülmény rövidhullámú csöveknél nagyon zavaró, minthogy a katódával a többi elektródák méretei is nagyobbak lesznek, úgy hogy végül is az ilyen cső ultrarövid liullá- 80 mok gerjesztésére alkalmatlanná válik, mert az elektródák és összekötéseik alkotta rezgőkörnek túl kicsi az önfrekvenciája. A rövidhullámú magnetroncsövek tech- gö nikájából hiányzanak a katóda felületegységére, illetőleg téregységére vonatkoztatva nagy emisszióképességű elektronforrások. A találmány értelmében először javasoljuk magnetronoknál elektronforrásként 90 vákuumos szikraköz, fényív vagy más önálló gázkisülési pálya használatát. Pontfényívlámpák, melyeknél túlnyomó a termikus elektrongerjesztés, vákuumos szikraközök, melyeknél főként szekundér elek- 95 tronkeltés lép fel, vagy szokásos gázkisülések rendkívül kiadós elektronforrások. A kisütés tulaj donképeni térfogata a cső belső teréhez képest igen kicsi. Az a fémgőznyomás, mely p. o. fényívnél 100 az előzőleg gyakorlatilag nyomásmentes térben fellép, az anóda felé rendkívül gyorsan csökken és pedig mértani okokból közelítőleg az 1/r3 függvény szerint és termikus okokból negatívebb polaritással, 105' mint r 1 . (l /ri ahol (r) a vizsgált nyomású, a katóda, mint központ körül gömbalakban szétterjedő gáztömeg sugara. Az ionok tehetetlensége miatt egyedül az elektronoknak van döntő szerepük. Al- 110 kalmas szerkezetekkel és méretezéssel módunkban van az ívkisülési pályát magát, mint elektronforrást hatékonnyá tenni vagy a megoldás lehet olyan is, hogy az elektronemissziót lényegileg a mindkét 115 elektródánál fellépő szekundér elektronok alkotják. Ily emisszióforrás esetében az áramutat
