MAGNETRON LAMBASI

Magnetron Lambası

l, Honıoget» tur ıııagnetık alanda sabit bıı hızla hareket eden elektronun yörüngesi (Elektn ki aîan sıfır)

m. Sapma tiıot Savart Kanununa göre bir manyetik saha dâhilinde bulunup içinden akım geçmekte olan bir iletken Şekil 1 de görüldüğü üzere alan 4ıçıaA doğru hareket eder. Ona tesir eden kuv

T»t,

P Eni

dyn. (1)

• iektron akımı tarife göre.

Q

ı

(2) dır.

«»t«ıv\4o« { a

Bu bilindiği gibi bıı im zamanda, bıı kesil ten geç <n eloktrıki yoğunluktur Demekkı i akı mı hareket edun bir yüktür, mukabil olarak ha rekat eden bir yük bir akımdır. Manyetik knv kft hatlarına dik olarak hareket eden bir yıih meselâ bir elektron, elektrik akımı gibi aynı sapma, kanununa uyar.

Şimdi biz sahıt bii hızla manyetik kuvvet

Kunıııwı lohcr'den Tercünj*" Kden Ördenıîr ÖZSO\ Y. Müh.

ııatlanna dik olaı ak hareket eden elektronu tet

kik edelim.

Bu elektronun sabit hızı v ise onun 1 me

safesini katetmesi için geçecek zaman;

sn.

(3) dır

Bir elektronun yükü q olarak alınırsa, v hı

zı ile hareket eden bu elektronun tebakül ettlgı

akım :

(Al

(4>

olarak hesaplanır. Yalıut (31 ile,

>

(4 a) yazıta.

Buradan ,bir elektron üzerine tesir eden sap

tırıcı kuvvet (1)' e göre;

qv

P Em

dyrı

(5) olarak çıltar.

Bu formülden anlaşıldığı gibi saptırma k«r veti Bm alan şiddetine ve v süratine bağlıdır Drrnekkı sükûnet halinde bulunan bir elektrona

numyptik alan tarafından bir kuvvet icra

Esas yör'üngeaüıden ayrılan bir elektronai.

v] hiTa (Ş<kil 2'ye bak) şu muhakome ite u. kaıtlnııştır.

Mekaniğin esas kanunlarına göre ulufctroc üzenno tesir cdpn P kuvveti (Kütlesi m, ivmes p Iso);

P m.p

(6) dır

P kuT.'vetmi sabit kabul ettiğimiz için p iv

tups l sabit kalmak zorundadır

p ivmesi, v% saptırma hızı ve t zaman oktu ğuna göre;

p•

<T> dlr

t (3) t n t ynrınc

cnı/sn

(7 a)

ve bınan'a (fi) (l.'in Faufirma ıeın lüzumlu JıHV vct olnı.'k:

(6 9.>,

K. l\l. M. 9

Î5

(5) ile (6 a) eşit kılınmasından, v. v Bm.q.v

I

sapma hızı olarak;

Bm . q . 1

cm/sec

10 m.

(8) çıkar.

a sapması elektronun 1 yolu boyunca esas yörüngeden ayrıldığı miktarıdır. (Şekil 3)

vx t Bm . q . I t (B)

10 m. 2

yahut (3) den t alınırsa,

•t

*

V*.

«f

Yukarda gördukki manyetik alan çizgilerin dik olarak hareket eden bir elektron kendi yo rüngesme dik olarak sapar, hızı ise (EleknV: kumanda halındekin? mukabil) değişmez.

Sabit hızla seyretmekte olan bir elektrona homogen bir manyetik alan, Şekil . 4 den bükü me yarıçapını hesap edebileceğimiz bir yörünsec çizdirecek tarzda tesir eder. Şekil 4 ten 1 yolu f a','7

«Vt « U n

JtW« 7° r> b'ıı*.

Bm . q . 12

a=

•— cm.

20 mv

(9 a)

I>emek oluyorkl manyetik alan içindeki bir elektronun esas hareket hızı nekadar küç.ülürse sapması o kadar büyük olur. Buna göre az hız !ı elekti onlar çok hızlı olanlardan çok daha faz la sapacaklardır.

Meselâ ısıtılmış bir flaman üzerinde zuhur eden elektronlar başka bir tesir altında olmadık ları halde çok küçük bir hızı haiz olduklarından bizzat flamanın kendi manyetik alam içersinde saparlar. Kuvvetli ısıtma akımı ve zayıf anot gerilimleri muvacehesinde elektronunun anoda orişsmiyeceği kadar büyük sapmalar elde edilir. Eğer flamanlar! indtrekt ısıtılan modern lam halardaki manyetik alanı giderici düzen yoksa, alternatif akımla ısıtılan lâmbalarda bu sebep ken dolayı dalgalanma gürültüsü zuhur eder

(9 a) ifadesinde bir elektronun hızmın değeri

olan,

v = 595.10» y u â cm/sn

q = 1,60,10 ı» m = 0,1.10 ıs

coulomb gram, sayısal değerleri

yerine konursa

Bm.lz cm. (9 b) bulunur

6.72 y Ua

\o\r m<a>*ıy

çok küçük kabul edilirse yaklaşık olarak b yayı A ile B arasındaki uçuş mesafesine eşit olnıı'' dır. Bükülme yarıçapı a sapması ve ı mesafen, arasında;

n =(r a)* + 1»

r^ =r: 2 r a + as +11

(10)

Burada rJ 1er kısalır ve a' de ihmal edilirse

1^ 2 r a 'buhınur. bu değer (9 b) ıfadvsmde yeiine konursa CILJ". ron yörüngesinin bükülme yarıçapı için;

3,36 Bm

cm. bulunur.

Mu.gnctr:m İEmi altında, bir manyetik alan vantası ilo :mot alumına kumanda edilen bı1 elektron tüpd anlaşûır. Pratikte Şekil 5 ve 6 d ı göıülen manyetik alanı koaksiyal olarak değujen tertipler kullanılır. Tüpün ve manyetik bobinin uçları Şekil 7 de görüldüğü gibi bağlanır. Böy lece I a anot akımına bir manyetik alan dolayı sıyla bunu hâsıı eden I m akımı ile kumanda edilebiliı.

Anot akımına kumanda edilmesi manyetik alan vasitast ile elektronun saptırılmasının b't neticesidir.

E. M. M. »

V\» ı» vl »rv •«

»» Va..

Biz manyetik alan şiddetinin homogen de ğıştıgmi kabul edıyoıuz. Ve anot gerilimi e. ;a.ı kısmınm da katod civaımda te sirlı (logaııtmik gerilim dagılışn) olduğu düşünülerek elektronların yaklaşık olarak i yarıçaph bir dairesel yöiüng^ çizdiğini görüyoruz. Şekil 8 de sabR bu anci g rilimi altında muhtelif alan şiddetlerimi.' .'lokt ronlann çizdiği yörüngeler göiülüyor. Burada iki esas hal mevcuttur. Yıı elektronun ..nV < ulaşırlar veyahut ulaşmadan geriye katol üzen ne dönerler. Birinci halde anot akımı akıır ikır oi hafde tUcanır. Şayet 2 r küçük R ise (Şekil 8) e göre anot akımının akışı durur,

(11) den r nin alınması il. anot akımı u,in lüzumlu olan manyetik alan şiddeti bulunur •

Bmkrit

6,72 y* ^ gauss R

Burada bütün elektronların hızlan aynı, anot ta

mamen sılindırık ve konsantuk anot akımı tam

koaksıyal ve katod exakt lineer farz ediliyor. Ay

rica dağılma ihmal ihmal edilebilir olmalı. Fızı1

ki ve teknik sebeplerden dolayı <bu şartları ye

rine getirmek tam mânasıyle mümkün olmadığ»

için anot akımı düşümünü gösteren karakteristik

bu şartların değişimine göre daha fazla veya clı

ha az meyilli olur.

Şekil 7 de gösterilen tertipteki eski bı tüpte manyetik alan şiddetine bağlı olarak arot akımı I a nın değişimi (Şekil 9) da görülüyor.

la anot gerilimi Ua ya bağlı def^şiree (Şe, kıl 10 daki vaziyet elde edilir.

Jüxakt imalat ilj modern tüplerde yüksek (I.'i rcode düşmt! m yılınu erişilir.

Magnetıcn, ızgaralı bir tüp gtbı amplifik<i töıKıde vt bir titreşim elde etmekte kullanılır Lüzumlu olan yüksek kumanda gücü ve büyük kumanda ındüktivltesı dolayıaiyle bu tüpün kul lannn sahası çok Uar oOarak siniri: almıştır. ,

K. M. M. 9

Uaii.00"

c«

k

S»*

r

•\

.0 «o 6e î o <io

Ş«kiİ4O.

anai a ^. olarak *»

Trifaze Şebekelerde Tehlikeler

Yüksek gorilimle alça.k geulun arasında ka zaı bir temas noticosı alçak g<rılim şebeke po tansiyelinin artmasına mânı olmak için alçak ge rilim nötr noktası topraklanır. Böylece toprak lama direnci küçük olmak şartıyle hc: telin po tansiyeli yıldız gerilimini aşmaz.

Fakat, elektrikle ölüm tehlıkelarinden dola 71 bu noti topraklamalar malızurludur. Zina top rağa ve bir nakile değen bir şahıs şebekenin yıl * diz geriliminin tesirinde bulunur ve vücuttan gp 'rUiınle doğru onntıh, rüıençle ters omntılı tn'' akım ge^er.

Nötr noktası izole tesisi «r hailinde, şebeke nakitlerinin izolman seviyeteıine bağlı olarak vücuttan geçecek akım az olup, tehlike birinci dununa nazaran küçüktür.

Demek oiuyoıki nötrıi topraklamak veya izo le etmenin mahzurları vardır Umumiyetle nötr noktası topraklı olmakla beraber fabrikalarda, 'maden ocaklarında nötrü ızololi traıislere de rast lanmaktadır.

Niitril İzoleli Trifaze Alçak Cteritim Şeheke •jlmle Elektrik Kazaları ve Fotansiyat Dağılışı :

Şekil : 1, nötr teli için perdıtansı gc Ve 1, 2 re 3 faz telleri içm gJt g^ gi olan. dört telli bir adçak gerHim şebekesini göstermektedir Peri. l.'insı g' veya direnci 1' l/g' olan bir şahıs top rak ve 1 faz nakiline temas etmektedir. Bu Ş' 1>P

. wvvww:

VVVVVVVV5

naytlar AKSU \ . Kah. K. î. E.

kede potansiyelleri vı viıcutt m ^ nı tâyin edeceğiz.

V akını

e(, eo, e. üç fazuı ânı yıldız gerilim d

rt, v0, vt, v,, v, nötı teli ve dıger üç tazm ara

potanısiyelleii olsun.

..

Potansiyel ve yıldız gerilimleri arasındaki

mîinasebetler mı vcuitur.

v v 4G

4 e.

A.ynca beş perdıtans'tan g<

akımlanıı

toplamının sıfır olduğunu yazalım.

e, v + (gj 4 e1) \ 4 g_, v. 4 g , v, o f?ı

1 deöklemlndan vJt v, değerleri (2) denkleminde yerine konursa aşağıdaki ifadeler bulunu^

e 0 vn 4 fg, 4 g') (v0 i e,) , g, (v, ; I _) i g (vtı 4. e ) o

E. M. M. 9