Управление электронным потоком в приборах СВЧ. Детекторные и смесительные диоды. Квантовые парамагнитные усилители

Известно, что обычные лампы характеризуются некоторым верхним частотным пределом, за которым работа ламп резко ухудшается: резко падает выходная мощность генераторов, коэффициент усиления усилителей, падает их эффективность. Происходит это из-за двух основных причин: во-первых, паразитные межэлектродные емкости и индуктивности лампы в диапазоне СВЧ становятся сравнимыми с реактивными параметрами внешнего анодного контура, а также с паразитными реактивными параметрами его монтажа, вследствие чего возрастают потери из-за нарушений работы схемы, утечки тока и излучения самого контура, проявляющего на высоких частотах свойства антенны. Во-вторых, это происходит из-за соизмеримости времени пролета электроном межэлектродного пространства с периодом колебаний. Известно, что частота резонансного радиочастотного контура, являющегося обязательным атрибутом усилителя или генератора связана с общими параметрами емкости и идуктивности C и L выражением:

электронный поток диод усилитель

= (LC)^-1/2,

которое указывает на то, что увеличение резонансной частоты контуров при переходе от УВЧ к СВЧ возможно лишь с уменьшением их индуктивности и емкости. Простым и наглядным примером предельного вида радиочастотного контура при переходе к СВЧ является тороидальный резонатор (Рис.0-1а), у которого узкий зазор в его центральной части - емкость, а тороидальный виток вокруг емкости - индуктивность. Такие резонаторы в первых СВЧ приборах (триодах, тетродах, клистронах) стали частью самих приборов: емкость в виде параллельных проницаемых для электронов сеток монтировалась внутри вакуумной колбы лампы, их выводы представляли собой диски, которые гальванически замыкались на внешнюю индуктивную часть резонаторного контура в виде тороидальной полости (Рис.0-1б). Применение полых резонаторов, заключающих внутри себя поле электромагнитных колебаний решило одну часть проблемы продвижения в область СВЧ. Что же касается времени пролета электрона через межэлектродное пространство , то для большинства обычных ламп оно составляет порядок 10^-9с. Действительно, электрон с энергией 100 В пролетает плоский зазор 0,2 см за 0,710^-9с. Если период колебаний поля в зазоре много больше времени пролета , что соответствует малым углам пролета :

= << 1, (0-1)

то мы имеем случай т.н. электростатического управления электронным потоком лампы, когда электрон в процессе своего движения испытывает на себе действие почти постоянного поля. Ситуация усложняется, когда 1 и затем превосходит ее. За время пролета электрона поле может изменить знак и даже не один раз. На Рис.0-2 представлены пространственно-временные диаграммы движения электронов в плоском диоде с накаленным катодом при нулевых начальных скоростях (а) в постоянном ускоряющем поле (здесь не учитывается роль пространственного заряда) и (б) - в переменном ускоряющем поле в плоском насыщенном диоде (электроны набирают энергию в области катодного падения, прижатой к катоду). Если в первом случае движение электронов, эмитированных в разное время, изображается одинаковыми параболами, то во втором случае электроны, эмитированные в разных фазах колебаний поля, ведут себя по разному: часть из них тормозится и возвращается на катод, некоторая их часть достигает анода в благоприятной фазе, остальная же часть электронов достигает анода после нескольких возвратно-поступательных движений. Пространственно-временные диаграммы, построенные для большого ансамбля электронов, эмитированных катодом через равные короткие интервалы времени, могут дать картину мгновенной плотности конвекционного тока на любом расстоянии от катода, по густоте линий, пересекающих заданную координату x = const. Касательная к любой из кривых в точке (x,t) дает мгновенную скорость (энергию), что позволяет, в частности, судить о мощности, выделяемой как на аноде, так и на катоде. Если анод плоского диода заменить прозрачной сеткой, за которой создать эквипотенциальное пространство для свободного дрейфа электронов, то в пространстве дрейфа возникнут периодические сгущения и разрежения плотности электронного потока, связанные с модуляцией электронов по скорости. Наиболее ясно этот эффект иллюстрирует диаграмма Рис.2в для электронов, попадающих в ускоряющее поле в зазоре между двумя сетками, разделяющими два эквипотенциальных пространства: до сеток и после них. До сеток все электроны движутся с постоянной скоростью (их траектории параллельны). Пусть в интервале времени t₁ t t₂ происходит нарастание напряжения, приложенного к сеткам. Проходя через сетки, электроны получают прирост энергии (скорости), соответствующий мгновенной разности потенциалов. Так как электроны, прошедшие через сетки в более ранние моменты времени, медленнее прошедших позднее, последние догоняют первых пока не сойдутся в точке x_ф, которую называют фазовым фокусом. Для схождения всех электронов в одной точке нужно возрастание напряжения на указанном временном интервале по определенному закону. Периодически создавая такие импульсы напряжения, можно вызвать на определенном расстоянии от сеток периодическое изменение плотности электронного потока, что в отличие от электростатического управления получило название динамического управления электронным потоком. Принцип динамического управления электронным потоком был предложен в 1932 г. советским физиком Д.А.Рожанским. Благодаря использованию этого принципа было разработано множество современных и эффективных приборов СВЧ диапазона.

Зачем нужна модуляция электронного потока станет понятным из последующего рассмотрения того, как происходит преобразование энергии электронного потока в высокочастотную энергию. Вопрос о связи между движением электронов и током, протекающем во внешней цепи, находится в основе действия СВЧ лампы. Ток во внешней цепи какого-либо электрода низкочастотной лампы отождествляется с конвекционным током электронов на этот электрод. Если этим электродом является прозрачная сетка, на которой не оседают пролетающие мимо нее электроны, то ток в его цепи отсутствует. В электронике низких частот это подтверждается и на практике. Если учитывать конечное время пролета электронов, то возникает вопрос: когда во внешней цепи диода начинает протекать ток (?), в момент ли выхода электрона из катода, в момент ли его вхождения в анод или во время движения в межэлектродном пространстве. Ответ на этот вопрос надо искать в явлении электростатической индукции, в том, что на поверхности электродов лампы движущиеся свободные заряды (электроны) создают наведенные ими заряды. Плотность поверхностного заряда будет больше на том электроде, к которому свободный заряд будет ближе: вначале на катоде, на подлете к аноду - на аноде. Наведенные заряды по мере приближения свободного электрона к аноду будут по внешней цепи перетекать от катода к аноду, создавая в ней наведенный ток.

Для количественного описания наведенного тока обратимся снова к плоскому диоду, представляющему собой одномерную модель (Рис.0-3). Пусть между катодом и анодом находится тонкий плоскопараллельный слой заряда с поверхностной плотностью , движущийся к аноду со скоростью v. Во внешней цепи диода включен источник постоянного (переменного) напряжения U, имеющий нулевое внутреннее сопротивление. В отсутствие свободного заряда на электродах как в плоском конденсаторе образуются поверхностные заряды с плотностью _к, _а, определяемой по теореме Гаусса:

_к = _а = ₀ = ₀E₀, (0-2)

где ₀ - диэлектрическая постоянная, E₀ = U/d - напряженность электрического поля. При внесении свободного отрицательного заряда с удельной плотностью - на электродах по закону электростатической индукции появятся дополнительные поверхностные заряды ₁, ₂, связанные с - условием сохранения заряда:

- + ₁ + ₂ = 0. (0-3)

Напряженность поля слева и справа от заряда изменяется относительно E₀:

E₁ = - (₀ - ₁) / ₀ ; E₂ = (₀ + ₂) / ₀. (0-4)

Так как к электродам приложено напряжение U, его можно представить в виде суммы напряжений на участках, разделяемых слоем свободного заряда:

E₁x + E₂(d - x) = U = E₀d, (0-5)

где x - текущая координата слоя. Подставляя (0-4) и (0-2) в (0-5), получаем:

(₀ - ₁)x / ₀ + (₀ + ₂)(d - x) / ₀ = ₀d/₀ . (0-6)

После простых преобразований приходим к выражению:

₁x + ₂(d - x) = 0. (0-7)

Наведенные заряды в рассматриваемом одномерном случае изменяются линейно с координатой слоя x, граничные условия требуют, чтобы на границах наведенные заряды принимали значение внесенного заряда с обратным знаком, т.е. ₁(0) = ₂(d) = . Используя (0-3), приходим к выражениям для плотности наведенных зарядов:

₁ = (1 - x/d); ₂ = x/d. (0-8)

Полные мгновенные значения плотности зарядов катода и анода:

_К = -₀ + (1 - x/d); _А = ₀ + x/d. (0-9)

Найдем теперь мгновенную плотность тока на анод путем дифференцирования

(0-9) по времени:

j = d_A/dt = d₀/dt + (/d)dx/dt = d₀/dt + v/d. (0-10)

Первое слагаемое представляет собой плотность емкостного тока в диоде, а второе - плотность наведенного тока. Умножив (0-10) на площадь электродов S, получим ток во внешней цепи диода в виде суммы емкостного и наведенного токов. Для бесконечно тонкого слоя внесенного заряда выражение (0-10) можно представить в дифференциальной форме (емкостную составляющую тока далее опускаем):

dj_нав = (d/dx)(v/d)dx = (v/d)dx = (1/d) j_к dx, (0-11)

где = d/dx - объемная плотность пространственного заряда; j_к = v - плотность конвекционного тока в слое. В общем случае движущиеся заряды могут иметь функциональные зависимости параметров и v от координаты x. Тогда плотность наведенного тока может быть представлена в интегральной форме:

j_нав = (1/d)(x)v(x)dx = (1/d)j_к(x) dx. (0-12)

Смысл выражения (0-12) заключается в том, что плотность наведенного тока есть усредненное значение конвекционного тока по межэлектродному промежутку (0,d).

Проведенный анализ имеет одно важнейшее следствие - в цепи электродов, находящихся под воздействием электрических полей движущихся зарядов, протекает наведенный ток даже тогда, когда заряды не попадают на эти электроды.

Приведем пример: электрон пролетает мимо заземленного электрода (Рис.0-4). По мере приближения к электроду в его цепи возникнет импульс наведенного тока положительной полярности, который в момент прохождения над электродом меняет знак. При удалении от электрода наведенный заряд стекает и формирует импульс тока отрицательной полярности. Пространственно однородный поток электронов не создает наведенных токов на электродах, поскольку токи, наводимые электронами, приближающимися к электроду, компенсируются токами другого знака, наводимыми удаляющимися электронами. Лишь потоки электронов, модулированные по плотности, способны возбуждать наведенные токи.

Переменные электрические поля возбуждаются в СВЧ контурах благодаря источникам, роль которых исполняют токи, наведенные в этих контурах модулированными электронными потоками.

Как происходит отбор энергии из контуров? Рассмотрим это на примере прохождения одиночного электрона или сгустка электронов сквозь сеточный зазор, являющийся частью тороидального резонатора (Рис.0-5). Если внешняя часть контура - короткозамкнутая цепь, то рассеиваемая мощность от тока, наведенного проходящим зарядом, отсутствует. Если в цепь включить активное сопротивление (Рис.0-5а), то в нем выделится джоулево тепло. Однако, как от электронов отобрать энергию в виде СВЧ колебаний? Движущийся в зазоре заряд наводит во внешней цепи ток, который, проходя по сопротивлению, создает падение напряжения с полярностью, тормозящей электроны (Рис.0-5а). Заметим, что тормозящее электрическое поле создается автоматически. Электроны теряют часть своей кинетической энергии на торможение, которая может быть отобрана в виде СВЧ колебаний, если роль активного сопротивления внешней нагрузки R играет тороидальный резонатор, имеющий чисто активное полное сопротивление на частоте собственного резонанса (Рис.0-5б). Резонатор имеет свойство накапливать энергию колебаний, если сгустки электронов будут периодически попадать в его зазор в тормозящей фазе поля. Энергия колебаний отводится из резонатора к нагрузке по коаксиальному фидеру через индуктивную связь как показано на рисунке. Нужно иметь в виду, что наиболее эффективный отбор энергии от электронов достигается при коллинеарности векторов E и v, т.е. когда электроны движутся в продольном тормозящем электрическом поле.

2. Основные характеристики и параметры ЛБВ-О, особенности их применения

Параметр усиления -- безразмерный коэффициент:

,

где R_CB -- сопротивление связи, I₀ -- ток катода и U₀ -- потенциал последнего анода электронной пушки ЛБВ.

Значения С составляют ~0,1--0,01.

Коэффициент усиления

Коэффициент усиления ЛБВ в линейном режиме прямо пропорционален параметру C.

Реально достижимое значение коэффициента усиления ЛБВО средней и большой мощности составляет 25-40 дБ, то есть несколько ниже, чем у многорезонаторных клистронов (60 дБ). В маломощных ЛБВО коэффициент усиления может достигать 60 дБ.

Диапазон частот

Выходная мощность

КПД

Электроны, пролетая сквозь замедляющую систему, отдают часть своей кинетической энергии СВЧ полю, что приводит к уменьшению скорости электронов. Но при этом нарушается условие фазового синхронизма V_e ? V_ф. Отсюда вытекает основное ограничение КПД ЛБВО, связанное с невозможностью отдачи всей кинетической энергии электронов СВЧ полю: электронные сгустки смещаются из области тормозящего поля в область ускоряющего.

Нижний предел скорости электронов определяется фазовой скоростью замедленной волны. Поэтому величина КПД должна быть тем больше, чем значительнее превышение начальной скорости электронов над фазовой скоростью волны в замедляющей системе. Однако при увеличении рассинхронизма ухудшается группирование на входном участке замедляющей системы и резко уменьшается коэффициент усиления. Таким образом, требования максимального КПД и высокого коэффициента усиления в ЛБВО оказываются противоречивыми.

Реальная величина КПД у ЛБВО составляет 30--40 %.

Маломощные ЛБВО применяются во входных усилителях, средней мощности -- в промежуточных усилителях, большой -- в выходных усилителях мощности СВЧ колебаний.

3. Детекторные и смесительные диоды СВЧ. Устройство, принцип действия, эквивалентные параметры, характеристики, область применения