Главная  Электронные квантовые приборы СВЧ 

1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 [ 13 ] 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30

применяют более простую в изготовлении систему с резонаторами типа щель-отверстие.

Рассмотрим резонансные свойства колебательной системы магнетрона. В пространстве взаимодействия возбуждается стоячая волна, которую можно представить в виде двух бегущих волн, вращающихся навстречу друг другу. Пусть - число резонаторов, а


Рис. 5.3. Колебательные системы магнетронов: а) типа щель-отверстие; б) лопаточная; в) щелевая; г) лопаточная разнорезонаторная; д) лопаточная со связками

(/ - точки соедииеиия связок с сегментами)

0 - разность фаз колебаний в соседних резонаторах. Резонанс может возникнуть только на тех частотах, на которых по периметру анодного блока укладывается целое число длин волн (так называемое условие цикличности):

N%==2nn,

где п=0, 1, 2 .;. - номер вида колебаний.

Тогда возможные значения разности фаз составят

% = 2nn/N. (5.9)

Из общей теории замедляющих систем известно, что в пределах полосы пропускания угол -фо меняется от нуля до п. Отсюда получаем следующий набор возможных номеров видов колебаний при четном числе резонаторов:

п = 0, 1, 2. ., N/2. (5.10)

Вид колебаний с номером п=0 называется нулевым, или синфазным, поскольку фазы колебаний совпадают во всех резонаторах. Вид с n=N/2 называется я-видом, или противофазным, поскольку разность фаз составляет: фо=л.

Так как колебательная система является периодической по азимуту, поля бегущих волн для любого типа колебаний могут быть разложены в ряд Фурье. Полученные пространственные гармоники имеют различную угловую скорость и одинаковую частоту. Фазовый сдвиг гп на период структур*! для т-й пространственной гармоники составляет

>т = %-\-2лт; т = 0, +1, +2 - (5.11)

Для увеличения максимальной выходной мощности магнетрона следует увеличивать число его резонаторов. Однако с ростом чис-

А

у

г

Рис. 5.4. Спектры основных видов колебаний восьмирезонаторной системы:

/ - без связок; Г - со связками

а резонаторов ухудшается разделение по частоте видов колеба-ий с близкими номерами п. При малом частотном разделении магнетрон работает неустойчиво, виды колебаний меняются скачкообразно, что резко снижает выходную мощность и кпд генератора.

Для улучшения частотного разделения видов применяют специальные связки (рис. 6.3(3), которыми через одни соединяют сегменты анодного блока. Рассмотрим рис. 5.4. Видно, что введение связок позволило улучшить разделение по частоте между я-видом ( =4) и соседним ИНДОМ п=3 более чем в 10 раз. Роль связок можно объяснить, рассматривая эквивалентную схему колебательной системы. (При противофазном типе колебаний связки подсоединены к точкам, находящим1Ся под одинаковым потенциалом. Ток по связкам не течет, и они играют роль емкостей, подключенных параллельно собственным емкостям резонаторов, и резонансная длина волны

увеличивается. При других видах колебаний по связкам течет ток, параллельно собственным индуктивностям резонаторов подключаются дополнительные шунтирующие индуктивности, и резонансная длина волны уменьшается.

В диапазоне длин волн короче 3 см размеры связок становятся чрезмерно малыми. Поэтому от связок отказываются и применяют разнорезонаторные (двухступенчатые) колебательные системы (рис. 5.3 г). Разделение противофазного вида колебаний с другими улучшается при увеличении различия резонаторов, однако напряженность свч поля в пространстве взаимодействия при этом уменьшается.

§ 5.4. СТАТИЧЕСКИЙ РЕЖИМ РАБОТЫ МАГНЕТРОНА

Рассмотрим статический режим работы магнетрона, т. е. случай, когда свч поле в пространстве взаимодействия отсутствует и анодный блок считается гладким цилиндром.

Зафиксируем анодное напряжение [/о и будем менять магнитную индукцию В (рис. 5.5). Как отмечалось в § 5.1, траектории электронов представляют собой эпициклоиды. Чем больше магнитное поле, тем больше магнитная сила, действующая на электрон, и тем меньше радиус R катящегося круга. Если величина магнитного поля достаточна, электроны, вышедшие из катода, описывают петлеобразные кривые и возвращаются на катод. Анодный ток практически отсутствует: /олгО. Будем уменьшать магнитное поле. Как только диаметр катящегося круга станет равным расстоянию между катодом и анодом, появится анодный ток. Значение магнитного



ПОЛЯ, при котором это происходит, называется критическим: В = = Вкр. Итак, при критическом магнитном поле имеет место

2i? = r.-r , (5.12)

где Га, Гк - радиусы анода и катода.

При дальнейшем уменьшении В траектории все больше распрямляются, и течет анодный ток.

В реальных магнетронах анодный ток в области В х В„р меняется очень резко, однако не скачкообразно вследствие начального разброса скоростей электронов, несовершенства изготовления катода и анода и пр.

Определим величину критического поля. В современных магнетронах радиусы анода и катода мало отличаются друг от друга,

f 2 J


Рис. 5.5. Влияние магнитного поля на характер движения электронов и ток в магнетроне:

4 - В>В„

поэтому допустимо рассмотрение плоской задачи. Примем, что напряженность электрического поля в рабочем пространстве постоянна и равна £о=С/о/(Га-Гк). Учитывая это, подставим (5.7) в (5.12) и получим

V 2 (т/е) Up

Здесь В измеряется в теслах; Uo

, , =3,36-10-

(5.13)


о в

Рис. 5.6. Парабола критического режима

- В вольтах; Гд и Гк - в метрах. Уравнению (5.13) соответствует (Кривая рис. 5.6. Она разграничивает в плоскости Uo-В области прохождения и яепрохождения тока в статическом режиме.

Очевидно, заштрихованная область не может являться рабочей в магнетроне. В ней потенциальная энергия электронов полностью переходит в кинетическую и затем рассеивается а аноде в виде тепла. В незаштрихованной области электроны, двигаясь по петлеобразным траекториям, создают вращающееся облако пространственного заря-- 8Н -

да, которое при выполнении определенных условий синхронизма ложет эффективно взаимодействовать с свч полем колебательной системы.

§ 5.5. ДИНАМИЧЕСКИЙ РЕЖИМ РАБОТЫ МАГНЕТРОНА

Рассмотрим работу магнетрона в динамическом режиме, т. е^ при наличии свч полей в пространстве взаимодействия.

Определим условие синхронизма между электронным потоком и полем колебательной системы. Пусть в анодном блоке, содержа-1гщем Ы резонаторов, существуют колебания номера п. За время 1рохождения волны от одного резонатора до другого фаза колеба-[ний изменяется на угол ifo. Учитывая (5.9), имеем

~2л' Л^/ И f =l/7 - период и частота колебаний номера п.

-де Тг

Положим, что средняя длина окружности пространства взаимо-1ействия /=л(га-1-Лк). Отсюда получаем фазовую скорость волны:

г, я(-аЧ-/-к)

-цгг-~п-

(5.14)

ЬСреднюю скорость электрона определим согласно ф-ле (5.6):

Е„ Vo

В

в (l-a - 1-к)

Условие синхронизма волны и пучка 1)ф=1)е с учетом (5.15) принимает вид

Уо я(Га-г ) В п

(5.15). (5.14) и

(5.16).

На рис. 5.7 а показано семейство прямых для систем с нормальной дисперсией, определяемое последним уравнением, а также на-iieceHa парабола критического режима. Эти прямые являются ли-



Рис. 5.7. Диаграммы видов колебаний магнетрона: а) по ур-нию (5.16); б) уточненная



иями порогового напряжения, т. е. напряжения, ниже которого при заданном значении магнитной индукции колебания рассматриваемого вида не возникают. В системах с нормальной дисперсией при увеличении номера п фазовая скорость основной гармоники волны уменьшается. Так как отношение Vo/B пропорционально скорости, то чем больше номер п, тем ниже линия порогового напряжения.

Линия n=Nl2 соответствует противофазному виду колебаний, обычно используемому в магнетронах. Этот вид характеризуется повышенной эффективностью энергообмена с полем. Ниже линии n-N/2 расположены прямые так называемых обратных видов колебаний (см. рис. 5.7, пунктир). Обратные виды колебаний соответствуют обратной гармонике волны. Эффективность взаимодействия на этих видах, как правило, невысока.

Следует отметить, что ур-ние (5.16), определяющее пороговое напряжение, весьма приближенно. Более точные расчеты показывают, что линии порогового напряжения касательны к параболе критического режима, однако порядок следования их сохраняется (рис. 5.7 б).

Рассмотрим вопросы группировки и энергообмена электронов с полем. Пусть режим работы многорезонаторного магнетрона выбран так, чтобы обеспечить синхронизм электронного потока с волной определенного вида колебаний, например, противофазного. Характер высокочастотного электрического поля для противофазного вида показан на рис. 5.8. Электрическое поле в пространстве взаи-

А


Рис. 5.8. Траектории электронов в плоском магнетроне:

/ - анод: 2 - катод

модействия обладает как азимутальной £ф, так и радиальной £, составляющими. Они имеют существенно различное значение в механизме работы магнетрона.

Электроны группируются в сгустки в результате двух процессов: первоначальной сортировки электронов на первой петле циклоиды и фокусировки сгустков. Вышедший из катода электрон, попадая в ускоряющую область азимутального поля, получает от него добавочную энергию. Такой электрон возвращается к катоду с ненулевой скоростью п в конце первой петли циклоиды сталкивает-

ся с ним, отдавая ему всю приобретенную от свч поля энергию (рис. 5.8, траектория Т\). Таким образом, электроны неправильной фазы автоматически удаляются из пространства взаимодействия.

Электрон правильной фазы, попадающий в тормозящую область азимутального поля Еф, отдает полю в процессе движения по первой петле циклоиды часть своей энергии. Поэтому скорость электрона уменьшается, и он останавливается, не доходя до катода (траектория Тг). Если условие синхронизма выполняется, электрон и далее описывает петли циклоиды, все больше удаляясь от катода, до тех пор, пока не столкнется с анодом. Средняя азимутальная скорость электрона при взаимодействии с полем остается постоянной. Высокочастотному полю передается только потенциальная } энергия электрона за счет постепенного смещения его в сторону анода.

\ Итак, в результате первоначальной сортировки в пространстве взаимодействия остаются электроны только правильной фазы, способные отдавать свою энергию свч полю. Обратная бомбардировка катода электронами неправильной фазы вызывает вторичную эмиссию и дополнительный его разогрев.

Электроны правильной фазы образуют в пространстве взаимодействия сгустки, которые затем под действием радиального электрического свч поля Ег дополнительно фокусируются в азимутальном направлении. В плоскости А (рис. 5.8) для данного момента времени существует наиболее сильное тормозящее азимутальное поле. Радиальная составляющая свч поля в этой плоскости равна улю, так что средняя скорость движения электрона I (5.6).

VeEB.

а электрон 2, движущийся позади плоскости А, действует сум-арное радиальное поле E-VEf, в результате чего скорость элек-рона возрастает, и он догоняет плоскость .4 электромагнитной вол-ы. Аналогично электрон 3, движущийся перед плоскостью А, начи-ает отставать.

В результате фокусировки сгустков электроны концентрируют-я в области максимального тормозящего поля, наиболее благо-риятной с точки зрения энергообмена. Плотность фокусировки ог-аничивается действием сил пространственного заряда. В целом густки приобретают форму спиц , вращающихся синхронно с ра-очей гармоникой волны. Число спиц определяется видом коле-аний. tia рис. 5.9 показано образование спиц для противофазного вида колебаний. Траектории электронов построены в системе координат, вращающейся вместе с волной.

Существенно, что наличие механизма фокусировки сгустков до-пускает возможность некоторого нарушения условия синхронизма Ж(5.16). Например, если средняя скорость электронов Vg несколько еньше фазовой скорости волны Иф, то сгусток начинает отставать Вот плоскости максимального тормозящего поля (плоскость А на i - рис. 5.8). Чем больше смещается сгусток, тем более сильное ра-;Диальное поле Е^+Ег действует на него (конечно, если сгусток от-

- 91 -



1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 [ 13 ] 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30