1. Модуляция электронного потока по скорости и по плотности; параметр группировки, конвекционный ток, максимальная и оптимальная группировка в пролетных клистронах…...…3
2. Рабочий режим магнетрона. Основные характеристики и параметры магнетрона. Области применения…………………………………………………………………………………..8
3. Лавинно-пролетные диоды (ЛПД): устройство, принцип работы, режимы работы и их характеристика, схема включения, параметры и характеристики, области применения. .……..11
4. Устройство, принцип работы и основные параметры и характеристики газовых лазеров…………………………………………………………………………………………………13
Литература
1. Модуляция электронного потока по скорости и по плотности; параметр группировки, конвекционный ток, максимальная и оптимальная группировка в пролетных клистронах.
Под действием входной СВЧ мощности между сетками входного резонатора появляется СВЧ напряжение u(t) = U1sin(wt), которое создает в зазоре резонатора напряженность поля: Е = -(U1/d1)*sinwt где d1 – расстояние между сетками входного резонатора, U1–амплитуда СВЧ напряжения, прикладываемого к зазору входного резонатора. В результате взаимодействия электронов, проходящих через зазор входного резонатора с переменным полем резонатора, их скорость на выходе резонатора становится периодической функцией времени: V =V0(1+0,5sin(wt) U1/ U0) Данное выражение справедливо, если время пролета электронов зазора резонатора значительно меньше периода колебаний СВЧ поля, т.е. τ1<< T. В этом случае можно считать, что движение электронов между сетками резонатора происходит при постоянном значении переменного поля, и значение скорости электрона на выходе резонатора определяется моментом t (фазой, wt) влета электрона в резонатор. Однако время пролета электронов реального зазора всегда сравнимо с периодом колебаний СВЧ поля, т.е. τ1≈ T, и СВЧ поле за время пролета электрона успевает измениться. Скорость электронов после пролета зазора резонатора состоит из постоянной величины V0 и переменной oсоставляющей, меняющейся во времени по закону синуса в зависимости от момента времени t1 пролета электроном середины зазора резонатора: V1 =V0 М1U1/(2 U0). Где М1 – коэффициент взаимодействия электронов с полем резонатора. Коэффициент взаимодействия M1 сложным образом зависит от угла пролета θ (θ = wd1/ V0 –угол пролета электронами зазора резонатора). Коэффициент взаимодействия M1 увеличивается при уменьшении угла пролета. При угле пролета θ = 2π, значение М1 = 0, в этом случае время пролета электронов τ1 равно периоду СВЧ напряжения на зазоре, поэтому действие ускоряющего полупериода на электроны компенсируется действием тормозящего полупериода, т.е. для электронов СВЧ напряжение как бы отсутствует. Коэффициент взаимодействия увеличивается при уменьшении угла пролета θ. Получить небольшой угол пролета трудно, так как для этого необходимо увеличивать скорость электронов V0 (увеличивать напряжение U0) или уменьшать величину зазора d1, что приводит к снижению добротности резонатора. В реальных резонаторах клистронов угол пролета θ равен 90..180º . Для таких углов пролета коэффициент взаимодействия М1 = 0,6..0,9.
Группирование электронов Процесс группирования электронного потока в пролетном клистроне можно наглядно иллюстрировать пространственно-временной диаграммой (ПВД) - семейством кривых, изображающих изменение координат электронов во времени (рис.1.1).
Рисунок 1.1
Координата Z=0 соответствует середине зазора входного резонатора. Синусоида изображает переменное напряжение U1, между сетками этого резонатора. Ограничимся рассмотрением движения нескольких характерных электронов 1, 2, 3 и т.д., которые подходят к резонатору с одинаковой скоростью V0, определяемой ускоряющим напряжением в различные моменты времени. Электроны 1, 5, 9, 13, 17 не изменяют своих скоростей и двигаются в пространстве дрейфа со скоростью V0. Эти электроны называются невозмущенными электронами. Изменение координаты Z этих электронов во времени изображено прямыми, наклон которых связан со скоростью V = dZ/dt. Угол наклона прямой к оси времени всегда меньше 90º, т.к. скорость электронов не может достигать бесконечно большой величины. Скорость электронов 2, 3, 4 после прохождения тормозящего высокочастотного поля зазора станет меньше, чем невозмущенных. Поэтому равномерное движение этих электронов после прохождения резонатора изображается прямыми линиями с меньшим углом наклона. Электроны 6, 7, 8, пролетевшие резонатор в ускоряющем полупериоде, свою начальную скорость увеличат, что приведет к увеличению наклона прямых на ПВД. Очевидно, что электроны 6, 7, 8, вылетевшие позднее невозмущенного электрона 5, но получившие прибавку скорости, догоняют этот электрон. Замедленные электроны 2, 3, 4, вылетевшие раньше электрона 5, могут сблизиться с ним в некоторый момент времени. Таким образом, в результате модуляции по скорости, появившейся после прохождения резонатора, происходит группирование электронов 3, 4 и 6, 7 около невозмущенного электрона 5, соответствующего моменту перехода от тормозящего к ускоряющему полупериоду. Аналогичную картину движения электронов можно наблюдать для любого периода высокочастотного напряжения. В каждом периоде часть потока электронов группируется около невозмущенного электрона, пролетающего резонатор в момент нулевого электрического поля, соответствующего переходу от тормозящего полупериода к ускоряющему (например, около электронов 5 и 13, точки А и Б.). Таким образом, через плоскость пространства дрейфа, лежащей на расстоянии Z = ℓ от середины зазора входного резонатора, будет проходить периодическая (с частотой входного сигнала w0) последовательность сгустков со средней скоростью электронов V0. При дальнейшем движении происходит перегруппировка сгустка, ускоренные, позднее вылетевшие электроны (например электрон 6) проходят вперед, обгоняя невозмущенный электрон (электрон 5), образуя передний фронт сгустка (точка A'), а замедленные, ранее вылетевшие, - задний фронт (точка A''), сгусток начинает раздваиваться. Как видно из ПВД, через плоскость Z = a, находящуюся вблизи к плоскости, проходящей через середину зазора резонатора, электроны проходят почти равномерно, т.е. слабосгруппированными. Это означает, что для образования сгустков принципиально необходима конечная протяженность пространства группировки. Возникновение сгустков электронов в пространстве группирования является причиной появления здесь конвекционного тока: Iк (Z,t) = ρ(Z,t)V(Z,t)S? Величина которого зависит от времени и расстояния. Чтобы найти закон изменения конвекционного тока во времени, определим время пролета электрона до плоскости, проходящей через середину зазора выходного резонатора клистрона. Очевидно, что t2 = t1+ ℓ/V. Преобразуя данное выражение получим: wt2 = wt1 + wℓ/V0 – (wℓ/V0)М1(U1/2U0)sin(wt1). Введем обозначение X = (wℓ/V0)М1(U1/2U0)=M1(U1/2U0) θ0 Тогда можно записать wt1 = wt2 + θ0– Xsin(wt1). Полученное соотношение называется уравнением группирования электронов, а величина X – параметром группировки. Уравнение wt1 = wt2 + θ0– Xsin(wt1) определяет фазу прибытия wt2 электрона во второй резонатор. Определим конвекционный ток в сечении выходного резонатора, при этом будем полагать, что оседанием электронов на сетках и на стенках трубы дрейфа можно пренебречь, т.е. будем считать, что средний конвекционный ток пучка одинаков в любом его сечении. На основании закона сохранения заряда можно записать: i1dt1 = i2dt2 = dq => i2 = i1(dt1/dt2), где i1иi2 –мгновенные значения конвекционного тока пучка в центре входного резонатора и в сечении выходного резонатора соответственно. Из уравнения группирования: dt1/dt2 = 1-Xsin(wt1) i1 в сечении входного резонатора равен постоянному току I0 , т.к. во входном резонаторе еще не происходит группирования электронов. i2 = I0 /[1+Xsin(wt1)] При Х=0, i2= I0 , если Х<<1, то i2 изменяется во времени почти по синусоидальному закону с частотой входного сигнала w, подведенного к первому резонатору. При увеличении Х форма волны становится несинусоидальной, но периодичной с периодом Т=2π/w. Конвекционный ток клистрона i2 является периодической несинусоидальной функцией времени и может быть представлен рядом Фурье: I2(t2)=I0 + где амплитуда гармоники с номером m Im=2I0 Jm(mX), а Jm(mX) – функция Бесселя первого рода m-го порядка от аргумента mX.
Рисунок 1.2
На рисунке 1.2 приведены графики зависимости Jm от параметра группирования X при различных номерах гармоник m. Функция J (X) достигает максимального значения 0,58 при X = 1,84. Этому параметру группирования соответствует максимальное значение амплитуды первой гармоники тока, равное I макс = 2x0,58I0 = 1,16I0 . Величина X =1,84 называется оптимальным параметром группирования. Так как в клистроне длина пространства дрейфа фиксирована, а величина напряжения питания U0 обычно задана, то параметр группирования можно регулировать изменением амплитуды напряжения на сетках входного резонатора U, меняя значения входной мощности.
2. Рабочий режим магнетрона. Основные характеристики и параметры магнетрона. Области применения.
Магнетроном называется генераторный прибор М-типа, в котором анод и катод являются коаксиальными цилиндрами, магнитное поле аксиально, а замедляющая система является резонансной. Работа многорезонаторного магнетрона основана на длительном взаимодействии электронов с электрическим полем резонаторов. Электроны, эмитируемые катодом магнетрона, подвергаются действию скрещенных постоянных электрического и магнитного полей и переменного СВЧ поля системы резонаторов. В случае отсутствия СВЧ поля электроны, двигаясь ускоренно под действием анодного напряжения, пересекают силовые линии магнитного поля. При этом их траектория искривляется, и в зависимости от соотношения электрического и магнитного полей могут иметь различный вид, как показано на рисунке 2.1.
Рисунок 2.1
Траектория 1 соответствует случаю, когда индукция магнитного поля В =0. При увеличении магнитного поля трактории электронов искривляются (кривые 2-4), и, начиная с некоторого значения индукции магнитного поля, называемого критическим, электроны не попадают на анод, а возвращаются к катоду. При этом анодный ток магнетрона резко падает. Как показывает расчет, траектории электронов в магнетроне по форме близки к эпициклоде, кривой, которую описывает точка окружности, катящейся без скольжения по поверхности катода. Так как электроны эмитируются катодом непрерывно, то в пространстве взаимодействия образуется электронное облако, вращающееся вокруг катода в котором электроны перемещаются эпициклоидально, имея некоторую переносную скорость. Рабочие характеристики магнетрона представляют собой совокупность кривых постоянных значений мощности, вольт-амперной и КПД прибора, построенных в координатах анодное напряжение Uа и анодный ток Iа для фиксированных значений индукции магнитного поля В при заданном Кст нагрузки. Рабочие характеристики магнетрона показаны на рисунке 2.2.
Рисунок 2.2
К числу рабочих характеристик относятся: вольт-амперные характеристики 1, кривые постоянного КПД 2 и кривые постоянной мощности 3. Из рабочих характеристик видно, что при малых анодных напряжениях анодный ток в магнетроне отсутствует, т.е. почти все электроны, вылетевшие из катода, возвращаются обратно на катод. При некоторой величине анодного напряжения, когда выполняется условие синхронизма, в магнетроне возбуждаются интенсивные колебания. В этой области при незначительной увеличении анодного напряжения резко возрастает анодный ток. При увеличении напряженности магнитного поля интенсивные колебания в магнетроне возбуждаются при более высоком анодном напряжении. При очень малых и очень больших величинах анодного тока магнетрона наблюдается неустойчивость в его работе. В областях малых токов происходят скачкообразные изменения (перескоки) частоты рабочего вида колебаний на частоты других видов колебаний, токи возбуждения которых меньше токов возбуждения рабочего вида колебаний. В области больших токов возникают искрения внутри магнетрона (пробои), приводящие к разрушению активной поверхности катода, а также могут наблюдаться срывы (пропуски импульсов) СВЧ колебаний. Коэффициент полезного действия возрастает с увеличением напряженности магнитного поля. Это объясняется тем, что улучшаются условия взаимодействия электронов с СВЧ полем. Нагрузочные характеристики представляют собой совокупность кривых постоянных значений мощности и частоты, построенных на круговой диаграмме для фиксированных значений анодного тока и напряженности магнитного поля. Нагрузочные характеристики представлены на рисунке 2.3. В заштрихованных областях магнетрон работает неустойчиво.
Рисунок 2.3
Применение магнетронов. Магнетроны отличаются простой конструкцией, высоким КПД и большой генерируемой мощностью. Особенно широкое применение магнетроны находят в радиолокации, как генераторы мощных (до десятков МВт) прямоугольных СВЧ импульсов, а также в промышленности, медицине и быту, как генераторы неприрывных сигналов мощностью от десятков Вт до десятков кВт.
3. Лавинно-пролетные диоды (ЛПД): устройство, принцип работы, режимы работы и их характеристика, схема включения, параметры и характеристики, области применения.
Лавинно-пролетный диод (ЛПД, IMPATT-диод) — диод, основанный на лавинном умножении носителей заряда. Лавинно-пролетные диоды применяются в основном для генерации колебаний в диапазоне СВЧ. Процессы, происходящие в полупроводниковой структуре диода, ведут к тому, что активная составляющая полного комплексного сопротивления на малом переменном сигнале в определенном диапазоне частот отрицательна. На вольт-амперной характеристике лавинно-пролетного диода отсутствует участок с отрицательным дифференциальным сопротивлением. Рабочей для лавинно-пролетного диода является область лавинного пробоя. Для изготовления лавинно-пролетных диодов используют кремний и арсенид галлия. Такие диоды могут иметь различные полупроводниковые структуры: p+-n-n+, p+-n-i-n+, m-n-n+ (m-n — переход металл-полупроводник), n+-n-p-p+ и другие. Распределение концентраций примесей в переходах должно быть как можно ближе к ступенчатому, а сами переходы — максимально плоскими. Принцип работы лавинно-пролетного диода рассмотрим на примере p+-n-n+ структуры. Центральная слаболегированная n-область называется базой. При напряжении, близком к пробивному, обедненный слой p+-n-перехода распространяется на всю базу. При этом напряжённость электрического поля растет от n-n+-перехода к p+-n переходу, вблизи которого можно выделить тонкую область, в котором напряжённость превышает пробивное значение, и происходит лавинное размножение носителей. Образующиеся при этом дырки утягиваются полем в p+-область, а электроны дрейфуют к n+-области. Эта область называется слоем лавинного размножения. За его пределами дополнительных электронов не возникает. Таким образом, слой лавинного размножения является поставщиком электронов. При подаче на контакты диода переменного напряжения такого, что в течение положительного полупериода напряжение существенно больше, а в течение отрицательного — существенно меньше напряжения пробоя, ток в слое умножения приобретает вид коротких импульсов, максимум которых запаздывает по отношению к максимуму напряжения приблизительно на четверть периода (лавинное запаздывание). Из слоя умножения периодически выходят сгустки электронов, которые движутся через слой дрейфа в течение отрицательного полупериода, когда процесс генерации электронов в слое умножения прекращается. Движущиеся сгустки наводят во внешней цепи ток, почти постоянный в течение времени пролета. Таким образом, ток в диоде имеет вид прямоугольных импульсов. Этот режим работы диода называется пролетным. КПД этого режима не превышает 0,3. Если амплитуда переменного напряжения на диоде достигает значения, примерно равного пробивному напряжению, то в лавинной области образуется столь плотный объёмный заряд электронов, что напряжённость поля со стороны p+-области понижается практически до нуля, а в области базы повышается до уровня, достаточного для развития процесса ударной ионизации. В результате этого процесса слой лавинного умножения смещается и формируется в области базы на фронте сгустка электронов. Таким образом, в области дрейфа образуется движущаяся в направлении n+-области лавина, которая оставляет за собой большое количество электронов и дырок. В области, заполненной этими носителями, напряжённость поля понижается почти до нуля. Это состояние принято называть компенсированной полупроводниковой плазмой, а режим работы лавинно-пролетного диода — режимом с захваченной плазмой. В этом режиме можно выделить три фазы. Первая — образование лавинного ударного фронта, прохождение его через диод, оставляя его заполненным плазмой, захваченной слабым электрическим полем. Ток, текущий через диод в этой фазе, существенно увеличивается из-за дополнительного размножения носителей в базе, а напряжение на диоде за счет образования плазмы снижается почти до нуля. Вторая фаза — период восстановления. База диода в этой фазе наполнена электронно-дырочной плазмой. Дырки из области базы дрейфуют к p+-области, а электроны — к n+-области со скоростью значительно меньшей, чем дрейфовая скорость насыщения. Плазма постепенно рассасывается. Ток в этой фазе остается неизменным. Наступает третья фаза, характеризуемая высоким значением напряженности поля в диоде и предшествующая новому образованию лавинного ударного фронта. Наибольшую длительность имеет именно третья фаза. Процессы режима с захваченной плазмой протекают заметно дольше, чем процессы пролетного режима. Поэтому при работе в режиме с захваченной плазмой контур настраивают на меньшую частоту. КПД режима с захваченной плазмой при этом заметно выше КПД пролетного режима и превышает 0,5. На базе ЛПД создаются и быстро совершенствуются разнообразные приборы и устройства, в первую очередь генераторы когерентных и шумовых колебаний сантиметрового и миллиметрового диапазонов. Малые габариты и вес, экономичность, виброустойчивость и т. п. позволяют отнести генераторы на ЛПД к числу наиболее перспективных источников электромагнитных колебаний СВЧ, открывающих широкие возможности развития СВЧ микросхемотехники. 4. Устройство, принцип работы и основные параметры и характеристики газовых лазеров.
Рассмотрим устройство, принцип работы, основные параметры и характеристики на примере гелий -неоновых лазеров.
Рисунок 4.1
Активной средой в гелий-неоновых лазерах является газообразная смесь гелия и неона. Генерация осуществляется за счет переходов между энергетическими уровнями неона, а гелий играет роль посредника, через который энергия передается атомам неона для создания инверсной заселенности. Неон, в принципе, может генерировать лазерное изучение в результате более 130 различных переходов. Однако наиболее интенсивными являются линии с длиной волны 632,8 нм, 1,15 и 3,39 мкм. Волна 632,8 нм находится в видимой части спектра, а волны 1,15 и 3,39 мкм - в инфракрасной. При пропускании тока через гелий-неоновую смесь газов электронным ударом атомы гелия возбуждаются до состояний 23S и 22S, которые являются метастабильными, поскольку переход в основное состояние из них запрещен квантово-механическими правилами отбора. При прохождении тока атомы накапливаются на этих уровнях. Когда возбужденный атом гелия сталкивается с невозбужденным атомом неона, энергия возбуждения переходит к последнему. Этот переход осуществляется очень эффективно вследствие хорошего совпадения энергии соответствующих уровней. Вследствие этого на уровнях 3S и 2S неона образуется инверсная заселенность относительно уровней 2P и 3P, приводящая к возможности генерации лазерного излучения. Лазер может оперировать в непрерывном режиме. Излучение гелий-неонового лазера линейно поляризовано. Обычно давление гелия в камере составляет 332 Па, а неона — 66 Па. Постоянное напряжение на трубке около 4 кВ. Одно из зеркал имеет коэффициент отражения порядка 0,999, а второе, через которое выходит лазерное излучение, — около 0,990. В качестве зеркал используют многослойные диэлектрики, поскольку более низкие коэффициенты отражения не обеспечивают достижения порога генерации. К оптимальным рабочим параметрам данных типов лазеров относятся: 1. Оптимальное значение плотности тока. Усиление лазера, а с ним и выходная мощность будут иметь максимальное значение при некоторой конкретной плотности тока. 2. Оптимальное значение произведения полного давления газа р на диаметр трубки D (рD = 3,6-4мм (рт.ст.)*мм). То, что существует оптимальное значение рD, указывает на наличие оптимальной электронной температуры. 3. Оптимальное отношение давления He к Ne (примерно 5:1 для λ=632,7 нм и 9:1 для λ=1,15 мкм)
Литература
1. Милованов О.С., Скобелин Н.П. Техника сверхвысоких частот. – М., 1980. 2. Под ред. Чернушенко А.М. Конструкция СВЧ устройств и экранов. – М., 1983. 3. Звелто О. Принципы лазеров. – М., 1990. 4. Пчельников Ю.Н., Свиридов В.Т. Электроника сверхвысоких частот. – М., 1981.
