Die Erfindung bezieht sich auf eine Plasma-Röntgenröhre mit hohen Elektronenstromdichten, insbesondere zur Röntgen-Vorioni- sierung von Gaslasern.

Es ist bekannt, Elektronenkanonen als eine Baueinheit auszu¬ bilden, welche an eine durch elektrische Hochspannungsentladung gepumpte Laserkammer angebaut bzw. angeflanscht werden kann, wobei der Elektronenstrahl auf eine Folie trifft, welche das Volumen der Baueinheit der Elektronenkanone von demjenigen der Laserkammer abtrennt und wobei die durch Auftreffen der Elektro¬ nen auf die dünne Metallfolie ausgelöste Bremsstrahlung zur Vorionisierung des Entladungsvolumens der Laserkammεr dient, siehe Applied Physics Letter 34 (8), 15. April 1979, Seiten 505 - 508 (S. Lin und 3. 1. Levatter: "X-Ray Preionisation for Electric Discharge Lasers").

Die Erfindung geht von der folgenden Problemstellung aus: Bei der Erzeugung von Röntgenbremsstrahlung zur Vorionisierung von gepulsten Gasentladungen, z.B. im speziellen Fall eines Hoch- seistungslasers mit einem großen Entladungsvolumen von z.B. 450 x 40 x 56 mm ³ , kommt es auf eine sehr große Betriebszuver¬ lässigkeit an. Es müssen auf einem großflächigen Strahlquer- schnitt hohe Elektronenstromdichten erzeugt werden, um einen entsprechenden großflächigen Strahlquerschnitt bei der Brems¬ bzw. Röntgenstrahlung hervorzurufen. Die Röntgenvorionisierungs- einheit muß bei hoher Zuverlässigkeit einen Betrieb mit hohen Wiederholraten gewährleisten, und die Intensität der vom Target emittierten Röntgenstrahlung muß ausreichen, um die erforderlich hohe Startelektronendichte für eine homogene Hochdruckglimment-

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ladung im Lasergas zwischen αen Elektroden berεitzustellen. Die Bereitstellung dieser Startelektronendichte muß in einem engen zeitlichen Fenster vor Zündung der Laser-Hauptentladung erfolgen. Feldemissionsröhren erfüllen diese Anforderungen insofern nicht, als ihre Lebensdauer bei Dauerbetrieb und hohe Wiederholraten begrenzt ist (Verrundung der schneidenförmigen Elektrode, dadurch stark schwankende Intensitätsverteilung der Röntgenstrahlung). Die thermische Belastung der Feldemissions- Kathode führt zu Sputterprozessen, die, wie gesagt, eine Ver- runderung der Schneide zur Folge gaben.

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, eine Plasma-Röntgen röhre der eingangs genannten Art zu schaffen, welche eine im Vergleich zu Feldemissionsröhren wesentlich vergrößerte Lebensdauer aufweist und mit welcher hohe Elektronenstrom¬ dichten bei großflächigem Strahlquerschnitt insbesondere zur Röntgenvorionisierung von Gaslasern bereitgestellt werden können, und dies insbesondere für den Pulsbetrieb, wobei in kürzester Zeit ausreichend hohe Ladungsträgerdichten im Ent- ladungsvolumen der Plasma-Röntgenröhre vorhanden sein müssen. Insbesondere soll die Plasma-Röntgenröhre für den Pulsbetrieb bei TE-Lasern (Transversally excited) und hier vor allem für Excimer-Laser geeignet sein.

Erfindungsgemäß wird die gestellte Aufgabe bei einer Plasma- Röntgenröhre der eingangs definierten Art durch die im Anspru 1 angegebene Merkmalskombination a - -d gelöst. Vorteilhafte Weiterbildungen sind in den Patentansprüchen 2 bis 8 angegebe

Gegenstand der Erfindung ist auch ein Verfahren zur Erzeugung von Röntgenstrahlung, insbesondere zur Röntgen-Vorionisierung von Gaslasern, wie es im Kennzeichen des Patentanspruchs 9 charakterisiert ist. Eine vorteilhafte Weiterbildung αes Ver¬ fahrens ist im Anspruch 10 angegeben.

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Ferner ist Gegenstand der Erfindung eine Verwendung der Plasma- RÖntgenröhre nach den Patentansprüchen 1 bis 8 als Elektronen¬ kanone bei entsprechend elektronendurchlässigerer Gestaltung des Röntgentargets in Form eines Austrittsfensters.

Die mit der Erfindung erzielbaren Vorteile sind vor allem in einer hohen Intensität der Röntgenbremsstrahlung und in einer guten Homogenität der Strahlungsverteilung - auch unter Berück¬ sichtigung der Absorptionsverhältnisse im Röπtgenfenster und im Lasergas - zu sehen, so daß eine ausreichende Vorionisierungs¬ dichte erreicht werden kann. Diese Werte können gemäß dem Patentanspruch 9 optimiert werden. Beim Pulsbetrieb nach Patentanspruch 10 beträgt die Dauer eines Rδntgenpulses etwa 50 FWHM (FWHM = Zeitdauer bei halbem Maximum). Die Stromdichte des gepulsten Elektronenstrahls, dessen Abbremsung in einem Materia hoher Ordnungszahl zur Emission von Röntgenbremsstrahlung führt beträgt beispielsweise 5 bis 10 A/cm ² bei einer Beschleunigungs spannung von 60 bis 120 kV im Maximum und diese Daten sind im wesentlichen durch die Eigenschaften des Hochspannungsgenerator gegeben, der die Röhre versorgt. Im Gegensatz zur Feldemmission ist beim Erfindungsgegenstand die thermische Belastung der Kath denoberfläche viel geringer und hat kaum einen die Lebensdauer begrenzenden Einfluß auf das physikalische Prinzip der Elektron erzeugung. Zudem bieten sich, wie gesagt, über Gasdruck und Plasmadichte Möglichkeiten an, Einfluß auf das Röhrenverhalten zu nehmen.

Durch die US-PS 3 970 892 ist zwar eine Ionenplasma-Elektronen¬ kanone bekannt, welche zur Erzeugung von Ladungsträgern in der Plasmakammer mit einem Zünddraht und einer Hohlkathodenentladσn arbeitet. Hierbei ist jedoch die Hohlkathodenanode als isoliert montiertes Gitter ausgebildet, welches zusätzlich zum Beschleu¬ nigungsanodengitter den Querschnitt des Elektronenstrahls über¬ deckt. Dieses Anordnung ist hinsichtlich der Elektronenstrom- dichte durch die Doppelgitteranordπung ungünstiger. Außerαem ist aas isoliert angeordnete Hohlkathodenanodengitter elektrisc

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und mechanisch aufwendiger.

Im folgenden werden eine Plasma-Röntgenröhre nach der Erfindung, ihre Wirkungsweise und das Verfahren zur Erzeugung von Röntgen- Strahlung mit einer solchen Röntgenröhre anhand eines in der

Zeichnung dargestellten Ausführungsbeispiels noch näher erläutert Darin zeigt in sche atischer, vereinfachter Darstellung:

FIG 1 einen Querschnitt durch die Plasma-Röntgenröhre, welche z.B. eine Länge von einem halben Meter (senkrecht zur

Papierebene) haben kann; FIG 2 ein Diagramm, in welchem der Verlauf der Spannung U-, am Zünddraht und des Hohlkathodenstromes I _H(< über der Zeitachse t aufgetragen ist, wobei zwei Ordinatenachsen, die eine mit der Spannung U in kV und die andere mit dem Strom I in kA, verwendet sind; FIG 3 in einem entsprechenden Diagramm in einem Zeitausschnitt den Verlauf des Hohlkathodenstromes I _HK und der Beschleunigungsspannung U _ß und FIG 4 den Verlauf der Beschleunigungsspannung U _B und der

Röntgenamplitude U _χ über der Zeitachse, wobei für beide Größen U _ß und U _χ die Dimension U in kV gilt.

In ihrem prinzipiellen, geometrischen Aufbau besteht die Rönt- genröhre R, dargestellt in Figur 1, aus zwei durch ein hoch¬ transparentes Gitter 9 voneinander getrennten Kammern: Plasma¬ raum 1 und Beschleunigungsraum 2.

In der ersten Kammer, dem Plasmaraum 1-, wird bei niedrigem Partialdruck eine Gasentladung gezündet, durch welche sich -efn Plasma ausbildet. Die Entladungsform der Hohlkathodenentladung läßt eine hohe Stromverstärkung zu und ermöglicht damit die Bereitstellung großer Ladungsträgerdichten im Niederdruckbereich Hohlkathode 1' ist die gesamte Innenfläche 1.1 bis 1.4 und der größte Teil von 1.5 der ersten Kammer 1 mit Ausnahme anoαen- naher Bereiche von 1.5; sie umschließt damit annähernd den

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gesamten Raumwinkel. Die Anode 3 ist seitlich in αen Kathoden raum 1 eingebracht. Sie wird über eine Isolierdurchführung 4 in der Kathodenwand 5 elektrisch versorgt. Ihr Abstand zur um gebenden Wand 5 ist so bemessen, daß in diesem Bereich kein Überschlag stattfindet. Diese spezielle Anordnung der Anode 3 stellt einen wesentlichen Vorteil im Vergleich zur bekannten Anordnung nach der US-PS 3 970 892 dar, bei welcher die Anode als Gitter dem Beschleunigungsgitter vorgelagert ist, siehe dort Figur 2. Durch die seitliche Anordnung der Anode 3 inner halb Hohlkathode l ¹ und ihre massive Ausführung ergeben sich die Vorteile

- eines höheren Wirkungsgrades, da eine Schwächung des sekund erzeugten Elektronεnstrahls unter dem Einfluß des Anoden¬ gitters vermieden wird, - eine höhere thermische Belastbarkeit der massiven Anode und

- eine einfachere mechanische Ausführung.

Um bei der vorgegebenen Geometrie eine sichere Zündung der Hohlkathodenentladung und eine möglichst gleichmäßige Verteil der Stromdichte auf der gesamten Kathodenoberfläche zu gewähr leisten, ist eine Aπfangskonzentration an Ladungsträgern not¬ wendig. Dieses Startplasma wird durch die Entladung eines dünnen Drahtes 6 bereitgestellt, der innerhalb der Hohlkathod aufgespannt ist und über eine isolierte Durchführung (nicht dargestellt) elektrisch versorgt wird. Sowohl diese Zünddraht entladung als auch die Hohlkathodenentladung .werden gepulst betrieben.

In der zweiten Kammer, dem Beschleuniguπgsraum 2, führen Beschleunigungsvorgänge von Ladungsträgern zur Erzeugung eine hochenergetischen Elektronenstrahls. An eine langgestreckte Elektrode 7 wird über eine durch die Wand 5a geführte hochspan nungsisolierte Durchführung 8 ein hohes negatives Potential gelegt. Vorgegeben durch die Erfordernisse, die an die Vorion sierung eines entladungsgepumpten Exci erlasers gestellt sinα, erfolgt die Beschleunigung der Ladungsträger gepulst (im Gege

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satz zur genannten US-PS). Der Abstand zwischen Beschleunigungs¬ kathode 7 und -gitter 9 ist so gewählt, daß bei dem niedrigen Betriebsdruck der Röhre kein Überschlag erfolgt. Im Feld der Beschleunigungskathode 7 gelangen Ionen 10 aus dem Niederdruck- plasma der ersten Kammer durch das hochtransparente Gitter 9 und werden gegen die Kathodenoberfläche beschleunigt. Entspre¬ chend ihrer kinetischen Energie lösen sie beim Aufprall auf die Kathode Sekundärelektronen 11 aus. Die sekundär erzeugten Elektronen werden nun ihrerseits gegen das Gitter 9 beschleunigt und gelangen durch den Plasmaraum 1 auf das Röntgentarget 12.

Ihre mittlere freie Weglänge ist größer als die Gehäuseabmessun gen, so daß Intensitäts- und Energieverluste durch etwaige Stoßprozesse sehr gering sind. Das im Querschnitt rechteckige, langgestreckte Gehäuse 5 weist die Seitenwände 5c, 5d, die Targetwand 5b und die die Kathode 7 halternde Wand 5a auf. Die Schichtdicken von Target- und Röntgenfenster 12 sind so bemes¬ sen, daß Verluste an Röntgenintensität durch Absorption klein gehalten werden und der Druckdifferenz gegenüber Atmosphäre bzw. dem Druck im Laser Rechnung getragen wird. Mit 5e, 5f sind noch von den Seitenwänden 5c bzw. 5d sich nach innen erstrecken de Schirmwände bezeichnet, welche den Plasmaraum 1 vom Beschleu nigungsraum 2 bis auf den Flächeπbereich des Gitters 9, entspre chend der Grundfläche des Kopfes der Kathode 7, abschirmen, 5bl 5b2 sind Teilwände. Versuche haben gezeigt, daß Röntgenröhren nach dem dargestellten Funktionsprinzip zur Vorionisierung von Exci erlasern sich bewähren. Die räumliche Ausdehnung de_r Röhre ist den Dimensionen der zu ionisierenden Volumina angepaßt. Int sität und spektrale Energieverteilung der Röntgenbremsstrahlung sind mit dem Ziel einer ausreichenden V.orioή ^' isierungsdichte im Lasergas gewählt. Die Intensitätsverteilung über die Targetflä- che genügt dem Erfordernis einer homogenen Vorionisierung des aktiven Laservolumens.

Die Darstellung von Strom- und Spannungsverläufen (FIG 2 - 4) in zeitlicher Folge verdeutlicht die Funktionsweisen der Röhre: Figur 2 zeigt in einem Diagramm mit den Ordinatenachsen U in kV

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und I in kA die Spannung U-, am Zünddraht sowie den Entladungs¬ strom I _HK (kA) der Hohlkathodenentladung über der Zeitachse t. Bei Anlegen einer positiven Spannung bildet sich um den Draht ein elektrisches Feld aus. Unter dessen Einfluß werden aufgrund von Umgebungsstrahlung vorhandene Elektronen auf lange Wege gezwungen, die Wahrscheinlichkeit der Ionisierung von Gasatomen steigt an; Elektronenlawinen bilden sich aus und führen zur Zündung der Drahtentladung. Die Zündverzugszeit ist im wesent¬ lichen abhängig von Feldstärke und Gasdruck.

Der Zeitpunkt für die elektrische Ansteuerung der Hohlkathoden¬ entladung ist mittels einer elektronischen Steuereinheit so gewählt, daß die Zünddrahtentladung in jedem Fall bereits er¬ folgt ist. Die Entladungsstromstärken der Hohlkathodenentladung sind weit größer als die der Zünddrahtentladung.

Figur 3 zeigt in einem entsprechenden Diagramm Hohlkathodenstrom I _HK und Beschleunigungsspannung U _ß . Der Zeitpunkt für den Einsatz der Beschleunigungsspannung kann ebenfalls über eine elektronische Steuerung vorgegeben werden. Er steht in engem Zusammenhang mit dem Zündzeitpunkt der Laserentladung. Die Beschleunigungsspanπung für den Elektronenstrahl liegt typisch zwischen 60 und 120 kV bei einer Stromdichte von ca. 5 bis 10 A/cm ² . Die Halbwertsbreite des Röntgenpulses beträgt 50 bis 100 n vgl. Figur 4, wo der Verlauf von U„ und der Röntgenamplitude U _χ über der Zeitachse t aufgetragen sind.

Die Plasma-Röntgenröhre liefert vergleichbare Röntgeninteπsi- täten wie Feldemissionsröhren, weist jedoch ^' wesentlich konstan- tere Betriebsbedingunen bei viel höheren Standzeiten auf.

Die Wirkungsweise ergibt sich zusammengefaßt wie folgt: Nach Anlegen eines positiven Spannungsimpulses an den Zünddraht 6 fliegen freie Elektronen, die sich im Gasvolumen befinαen, in Spiralbahnen 13 auf den dünnen Draht zu. Auf seiner aufgeroll¬ ten Flugbahn legt das Elektron eine größere als die mittlere

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freie Weglänge für Stoßionisation zurück und erzeugt so zusätz¬ liche Ladungsträger. Ein Hochspannungsimpuls, der an die Hohl- kathodenanode 3 angelegt wird, erhöht in Wechselwirkung mit den metallischen Wandungen 1.1 - 1.5 des Entladungsgefäßes bzw. Gehäuses 5 die Ladungsträgerdichte im Plasma des Hohlkathoden- rau es bzw. Plasmaraumes 1. Der negative Hochspannungsimpuls auf die massive, ausgedehnte Beschleunigungskathode 7 saugt durch das Gitter 9 positive Ionen 10 aus dem Hohlkathoden- raum 1 ab, die bei ihrem Auftreffen auf die Kathode 7 Elektro- nen aus dem Metall herausschlagen. Die Elektronen werden von der Kathode 7 emittiert, zum Gitter 9 hin beschleunigt und durch den Driftraum 1 auf das Röntgentarget 12 hin geschossen. Der Gasdruck in der Röntgenröhre R ist so eingestellt, daß die beschleunigten Elektronen auf ihrer geradlinigen Bahn keine zusätzlichen Stoßprozesse erleiden und bei ihrem Auftreffen auf das Röntgentarget 12 die für die Beschleunigungsspannung charakteristische Bremsstrahlung emittieren.

Es sei noch erwähnt, daß die Beschleunigung der Ladungsträger innerhalb des Beschleunigungsraumes 2 nur in dem Teilraum zwische dem Kopf der Beschleunigungskathode 7 und dem Gitter 9 erfolgt; der Einfachheit halber ist jedoch der gesamte, die Beschleunigung kathode 7 umgebende Raum innerhalb der Wandteile 5a, 5c, 5e, 5f, 5d und des Gitters 9 als Beschleunigungsraum bezeichnet. Das Gitter 9 ist ein feinmaschiges Drahtgitter mit einer Durchlässig¬ keit von z.B. 75 % . Es kann aus Molybdän bestehen. Geeignete Me¬ talle für die Hohlkathode l ¹ sind Nickel oder Aluminium. Generell können die Wände der Hohlkathode l ¹ und auch des Beschleunigungs¬ raumes 2 aus Aluminium bestehen, welches au ^' f den Wandinnenflä- chen mit einer Beschichtung aus Nickel versehen ist. Für die Beschleunigungskathode 7 kommen die folgenden Metalle oder Me¬ tallegierungen in Betracht: Aluminium und/oder Nickel und/oder CuBe. Ein günstiger Abstand zwischen dem Kopf der Beschleunigung kathode 7 und dem Gitter 9 ist 2 - 3 cm. Ein bevorzugter Druck- bereich für den Plasmaraum 1 und den damit kommunizierenden Be¬ schleunigungsraum ist etwa 2 bis 10 Pa (entsprechend etwa

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20 - 80 mTorr). Bei diesem Unterdruck wird mit einer Gas¬ füllung aus Helium gearbeitet. Auch andere Gase, wie Ne oder H„ können als Arbeitsgas verwendet werden.

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