Электронные приборы СВЧ - Березин В.М., Буряк В.С., Гутцайт Э.М., Марин В.П.

Автор: Березин В.М. Буряк В.С. Гутцайт Э.М. Марин В.П.

Теги: электротехника полупроводниковые устройства электроника радиотехника полупроводниковые приборы свч учебное пособие издательство высшая школа электронные приборы

Год: 1985

Похожие

Передающие устройства СВЧ

Справочник. Полупроводниковые приборы. Диоды высокочастотные. Диоды импульсные. Оптоэлектронные приборы

Полупроводниковые приборы

Техника и приборы СВЧ Т.2

Текст

Электронные
приборы
СВЧ
Допущено
Министерством высшего и среднего
специального образования СССР
в качестве учебного пособия
для студентов вузов,
обучающихся по специальности
«Электронные приборы»
Москва «Высшая школа» 1985
ББК 32.852
Э 45'
УДК 621.382
В. М. Березин, В. С. Буряк, Э. М. Гутцайт, В. П. Марин
Рецензенты:
кафедра «Радиотехническая электроника» Ленинградского электротехнического
института им. В. И. Ульянова (Ленина) (зав. кафедрой — д-р техн, наук, проф.
А. Д. Сушков); кафедра «Электронные приборы» Московского института
электронного машиностроения (зав. кафедрой — д-р техн, наук, проф. Ю. Н. Пче-
льников)
Электронные приборы СВЧ: Учеб, пособие для
Э45 вузов по спец. «Электронные приборы»/Березин В. М.,
Буряк В. С., Гутцайт Э. М., Марин В. П. — М.:
Высш, шк., 1985, —296 с., ил.
В пер.: 1 р. 10 к.
В книге излагаются общие принципы генерирования и усиления
СВЧ-колебаний; рассматриваются основные типы электровакуумных и по-
лупроводниковых приборов СВЧ, в том числе приборы О- и М-типов
(клистроны, магнетроны и др.), гиротроны, а также лавинно-про-
летные диоды, диоды Ганна и транзисторы СВЧ.
„ 2403000000-341 о.
J----------------13о“"о5
001(01)-85
ББК 32.852
6Ф0.32
© Издательство «Высшая школа», 1985
Предисловие
Темпы технического прогресса электронной промышленности в зна-
чительной степени зависят от создания приборов и устройств нового
поколения. В связи с этим в первую очередь оказывается необходимым
использование принципиально новых конструкций и технологических
приемов для обеспечения высокой эффективности, надежности и долго-
вечности электронных приборов и систем, создаваемых на их базе.
Совершенствование электронных приборов СВЧ и их широкое приме-
нение вносит существенный вклад в интенсификацию почти всех от-
раслей народного хозяйства нашей страны.
Настоящее пособие состоит из трех разделов, в которых освещены
физические процессы, протекающие в приборах СВЧ, рассмотрены об-
щие принципы создания электровакуумных и полупроводниковых при-
боров СВЧ.
В отличие от существующих учебных пособий и учебников в книге
особое внимание уделено вопросам миниатюризации электронных при-
боров СВЧ, а также более подробно описаны физические процессы,
имеющие место в приборах М-типа, гиротронах, полупроводниковых
диодах и транзисторах СВЧ. При изложении материала авторы пред-
полагали, что читатель уже знаком с основными принципами работы
электронных ламп и полупроводниковых приборов, а также с теорией
электромагнитного поля и электродинамикой СВЧ.
Из-за ограниченного объема пособия в него не включены разде-
лы, посвященные приборам с электростатическим управлением, газо-
разрядным приборам СВЧ, генераторам дифракционного излучения
(оротронам), электронно-лучевым параметрическим усилителям и др.
Все эти приборы, а также методы расчета отдельных типов приборов
достаточно подробно описаны в специальной литературе, частично
приведенной в конце книги, и к которой может обратиться читатель.
Пособие написано на основе курса «Сверхвысокочастотные при-
боры», читаемого авторами в Московском энергетическом институте
и Московском институте радиотехники, электроники и автоматики.
Главы 1 — 3, 5 и 7 написаны канд. техн, наук, доц. Э. М. Гутцайтом,
глава 4 — канд. физ.-мат. наук, доцентом В. М. Березиным и Э. М. Гут-
цайтом, глава б — канд. техн, наук, доцентами В. П. Мариным и
Э. М. Гутцайтом, главы 8—10 — канд. техн, наук, доц. В. С. Буряком.
В написании главы 10 принимал участие канд. техн, наук, доц.
А. Б. Ястребов.
Авторы признательны д-ру техн, наук, проф. Ю. Н. Пчельникову,
д-ру техн, наук, проф. С. И. Молоковскому, канд. техн, наук, доц.
В. Б. Савину, канд. техн, наук, доц. В. Б. Калинину, канд. техн, наук,
доц. В. А. Иванову, канд. техн, наук, ст. научи, сотр. А. А. Визелю за
полезные замечания по рукописи книги.
Отзывы о книге просим направлять по адресу. 101430, Москва,
ГСП-4, Неглинная ул., 29/14, изд-во «Высшая школа».
Авторы
3
Введение
Развитие многих отраслей техники связано с совершенствованием
параметров и конструкций электронных приборов сверхвысоких частот.
Под сверхвысокими частотами (СВЧ) понимают электромагнитные
колебания с частотой f = 3 • 107 -? 3 • 1012 Гц. Участок спектра электро-
магнитных колебаний, относящийся к СВЧ-диапазону, лежит между
радиотехническим и оптическим диапазонами. Длины волн А СВЧ-ко-
лебаний, связанные с частотой соотношением с = fk, где с = 3 • 108 м/с —
скорость света в вакууме, лежат в диапазонах метровых, дециметро-
вых, сантиметровых, миллиметровых и субмиллиметровых волн.
Особенно отчетливо характерные свойства СВЧ-диапазона проявля-
ются на частотах от 1 ГГц (А = 30 см) до 300 ГГц (А = 1 мм).
На более низких частотах принцип работы и конструкции электронных
приборов, предназначенных для генерирования, усиления и преобразо-
вания колебаний, не отличаются от приборов радиодиапазона. На вол-
нах короче 1 мм широко используют оптические методы передачи
и преобразования электромагнитных колебаний.
Практическое использование колебаний СВЧ-диапазона началось
в конце 30-х годов, когда были разработаны мощные генераторы,
на базе которых были созданы первые радиолокационные установки.
Приборы СВЧ нашли широкое применение в годы второй мировой
войны и послевоенное время прежде всего для радиолокации и радио-
навигации. Большой вклад в их создание и совершенствование внесли
советские ученые Н. Д. Девятков, В. И. Калинин, С. Д. Гвоздовер,
М. С. Нейман, В. Ф. Коваленко, М. Т. Грехова, Н. Ф. Алексеев,
Д. Е. Маляров, А. В. Гапонов, Л. А. Вайнштейн и др.
В конце 50-х —начале 60-х годов приборы СВЧ получили дальнейшее
развитие в связи с потребностями космической радиосвязи. Электро-
магнитные колебания СВЧ-диапазона в отличие от радиоволн про-
ходят через ионосферу с малым ослаблением, их можно эффективно
использовать для связи с космическими аппаратами и спутниками.
Широкий диапазон частот колебаний СВЧ может быть использован
для передачи большого объема информации и применяется в радио-
релейных линиях связи, при связи через искусственные спутники Земли,
в космическом телевидении и т. д. В СВЧ-диапазоне можно разместить
сотни тысяч каналов связи с полосой каждого канала до нескольких
мегагерц.
Так же как в низкочастотной электронике, до середины 60-х годов
приборы для генерирования и усиления СВЧ-колебаний были в основ-
ном вакуумными. Совершенствование полупроводниковых материалов
и технологии производства полупроводниковых приборов привело
4
к созданию малогабаритных приборов СВЧ, которые нашли широкое
применение в качестве генераторов и усилителей малой и средней
мощности.
В последние годы использование микрополосковых линий передачи
и полупроводниковых приборов СВЧ позволило существенно снизить
размеры и массу аппаратуры СВЧ, что открывает новые перспективы
для развития СВЧ-электроники и позволяет создавать интегральные
СВЧ-устройства.
Увеличение рабочих мощностей электровакуумных приборов СВЧ
и повышение их долговечности позволяют в настоящее время приме-
нять приборы СВЧ в промышленных технологических установках,
например для сушки и нагрева. Все чаще приборы СВЧ используют
в радиоастрономии, медицине и научных исследованиях. Важную роль
играет применение мощных приборов СВЧ в ускорителях заряженных
частиц, атомной физике, исследованиях по созданию термоядерных
установок.
Особенностью приборов СВЧ является то, что они работают на
высоких частотах, когда период колебаний соизмерим с временем
пролета электронов между электродами прибора. Высокие частоты
накладывают ограничения также на конструкцию приборов ввиду зна-
чительного влияния индуктивностей и емкостей на их работу. Все это
приводит к тому, что обычные электронные приборы — вакуумные
и полупроводниковые — в основном непригодны для работы в СВЧ-
диапазоне. В связи с этим наряду с совершенствованием конструкций
триодов и транзисторов были разработаны специальные типы электрон-
ных приборов для генерирования, усиления и преобразования СВЧ-
колебаний, не имеющие аналогов в низкочастотной электронике и
использующиеся только на сверхвысоких частотах.
Для приборов СВЧ характерно объединение активной области при-
бора, где происходит взаимодействие носителей зарядов с высоко-
частотным электрическим полем, и колебательной системы с внешней
линией передачи. Большое количество разнообразных типов электрон-
ных приборов СВЧ, разработанных к настоящему времени, затрудняет
их классификацию.
Полупроводниковые приборы СВЧ подразделяют на две группы —
диоды и транзисторы. Вакуумные приборы СВЧ более разнообразны.
Среди вакуумных приборов СВЧ можно выделить две основные
группы, объединяющие большинство приборов, находящих широкое
применение. Это приборы О- и М-типов.
В приборах О-типа используются прямолинейные электронные
потоки и группирование электронов осуществляется за счет взаимо-
действия с продольной составляющей электрического СВЧ-поля, кото-
рому электроны передают кинетическую энергию.
В приборах М-типа электроны группируются за счет взаимодей-
ствия потока (в общем случае непрямолинейного) с поперечными
составляющими электрического СВЧ-поля и происходит передача по-
тенциальной энергии электронов электромагнитным колебаниям, при-
чем постоянные электрическое и магнитное поля являются ортогональ-
ными (скрещенными).
5
Приборы О- и М-типов, в свою очередь, могут быть подразделены
на приборы с резонансными и нерезонансными колебательными сис-
темами. К резонансным приборам О-типа относятся клистроны, а к ана-
логичным приборам М-типа — магнетроны. Среди приборов с иерезо-
нансными системами широкое распространение получили лампы бегу-
щей и обратной волны О-типа (ЛЕВО и ЛОВО). Существуют еще
ЛБВ и ЛОВ М-типа (ЛБВМ и ЛОВМ), а также и другие разновид-
ности приборов М-типа с нерезонансными замедляющими системами,
среди которых можно выделить амплитроны и дематроны.
Необходимо отметить, что многие из электровакуумных приборов
СВЧ, например таких, как оротроны, гиротроны, некоторые разновид-
ности лазеров на свободных электронах и др., в рассмотренные группы
не попадают, хотя можно обнаружить ряд общих свойств, сближающих
эти приборы с ранее перечисленными.
Раздел первый
Физические процессы в приборах СВЧ
Глава 1. Общие принципы генерирования
и усиления СВЧ-колебаний
§ 1.1. Взаимодействие заряженных частиц
с электромагнитным полем
Основные уравнения электроники. Теория электронных приборов
СВЧ базируется на уравнениях электромагнитного поля и движения
заряженных частиц. Уравнения электромагнитного поля, называемые
уравнениями Максвелла, представляют собой систему дифференциаль-
ных уравнений, записанную относительно векторов электромагнитного
поля:
rot Н Гюли. (Ы)
rotE = 5B/<3t; (1.2)
div D = р; (1.3)
div В = 0. (1.4)
В этих уравнениях D и В — векторы электрического смещения и маг-
нитной индукции, которые через диэлектрические и магнитные прони-
цаемости связаны с векторами напряженностей электрического и маг-
нитного полей: D = e£0E; В = цц0Н, где г.о = [1/(36л)] • 1СГ9 Ф/м;
Цо = 4л• 10“7 Гн/м.
Плотность полного тока определяется плотностями конвекционного
тока и тока смещения:
Зполн ~ Зконв + Jcm = pv + dD/dt, (1.5)
где v — скорость заряда; р — плотность объемного заряда.
Из уравнений (1.1) и (1.3) следует уравнение непрерывности
dp/dt + div JK0HB = 0. (1.6)
Уравнения Максвелла можно дополнить уравнением движения
rf (M,v)/c/t = q {Е + [vB]} = Е, + FM,
характеризующим действие электрической F, и магнитной FM сил на
заряд q массой М,. Это уравнение для одиночного электрона при-
обретает вид
d(mv)/dt = -е {Е + [vB]}. (1.7)
7
2
Здесь е ~ 1,6-10 19 Кл — заряд электрона; т = т0/ / 1 — —у — мас-
са электрона с учетом релятивистской поправки; с = 3 • 108 м/с — ско-
рость света; т0 — 9,108 • 10~31 кг — масса покоя электрона.
Уравнение (1.7) широко используют для определения скоростей
электронов и траекторий их движения в электрических и магнитных
полях при наличии постоянных и высокочастотных составляющих этих
полей. При большом пространственном заряде необходимо дополни-
тельно учитывать действие его электрических сил Fn3 = <jEn3. Напря-
женность электрического поля пространственного заряда в вакууме
определяется из уравнения (1.3).
Для определения скорости электрона в электрическом поле можно
использовать закон сохранения энергии при переходе потенциальной
энергии электрона в кинетическую: eU — 0,5/нгэ2, откуда
v = (/leU/m. (1.8)
При ускоряющем напряжении U, превышающем несколько десятков
киловольт, необходимо учесть релятивистскую поправку на изменение
массы электрона.
Рассмотренные уравнения, являющиеся исходными, не охватывают
всего многообразия явлений взаимодействия заряженных частиц с элект-
рическим, магнитным и электромагнитным полями. В ряде задач
необходимо учитывать эмиссионные процессы, эффекты торможения
при индивидуальном излучении электронов, явления запаздывания дей-
ствия различных сил при коллективном взаимодействии электронов,
распределение электронов по скоростям, а также нелинейные процессы,
связанные с тем, что электроны возбуждают электромагнитные поля
не только основной частоты, но и гармонических составляющих.
Поля, возбуждаемые электронами, влияют на их движение, т. е. дви-
жение электронов согласовано с полем, а поле согласовано с движе-
нием электронов. Поэтому все задачи электроники являются само-
согласованными [1].
Наведение тока при движении свободных зарядов. Рассматривая
электронные взаимодействия с высокочастотными полями в вакуумных
зазорах резонаторов и замедляющих систем, необходимо помнить, что
основными компонентами полного тока в межэлектродном промежутке
являются ток переноса заряда (конвекционный ток) и ток смещения,
а во внешней цепи — наведенный и емкостный * токи. Наведенный и
конвекционный токи не тождественны между собой, так же как п токи
смещения и емкостный.
Для правильного понимания законов прохождения тока в электрон-
ных приборах СВЧ необходимо иметь четкое представление о том,
как наводятся токи во внешних цепях электродов при движении за-
рядов между ними.
* Под емкостным током подразумевают ток во внешней цепи зазора
в отсутствие свободных зарядов в межэлектродном промежутке.
8
В общем случае наведенный ток определяется уравнением Шокли —
Рамо
i„aB„ = q(Ev)/l/ = q(E1V). (1.9)
Здесь El = E/U — напряженность электрического поля в точке, где нахо-
дится заряд, при единичном потенциале на электроде, в цепи которого
определяется наведенный ток, и при нулевых потенциалах на всех про-
чих электродах.
Если в межэлектродном пространстве движется п зарядов, то
’чавел = £ Qi (EliV') = ,f (Elv) pdv,
1 = 1 v
где V — объем межэлектродного пространства.
В частном случае для двух плоских электродов с расстоянием d
между ними (рис. 1.1), когда Е = U/d, в соответствии с (1.9)
1'навед — qv/d. (1.10)
Рассмотрим подробнее плоский диод, к которому приложено напря-
жение с мгновенной полярностью такой, как на рисунке. На электро-
дах диода, как на обкладках конденсатора, имеются поверхностные
заряды — Q и +Q, значения которых определяются емкостью С и
напряжением U: Q = CU, где С = e0S/d; S — площадь поверхности
электрода.
Пусть между электродами от катода К к аноду А движется слой
отрицательного заряда — q со скоростью v = dz/dt. В рассматриваемый
момент времени заряд — q находится на расстоянии z от катода.
По закону электростатической индукции этот заряд наводит на каж-
дом электроде связанные и свободные заряды, одинаковые по значе-
нию, но различные по знаку. Заряды, связанные с движущимся за-
рядом — q, являются положительными и равны q1 = q(d — z)/<( на ка-
тоде и q2 = qz/d на аноде, причем q = qi + qi- Свободные заряды
отрицательны и образуют наведенный ток во внешней цепи диода.
Полный ток в цепи анода равен сумме емкостного и наведенного
токов:
_ d(Q + q2) _ dU q dz .
dt dt d dt '=',K + 'HaB№
Из полученного выражения видно, что значение наведенного тока
соответствует формуле (1.10). Заметим, что наведенный ток направлен
навстречу движению свободных отрицательных зарядов, т. е. в данном
случае от источника напряжения к аноду.
Наведенный ток протекает в течение времени пролета заряда — q
от катода до анода, пока наведенный заряд q2 нарастает, a qj умень-
шается. Когда движущийся заряд достигает анода, наведенный ток
прекращается, если катод не эмиттирует другой слой заряда. Таким
образом, наведенный ток во внешней цепи электродов не связан
с оседанием зарядов на электродах.
Рассмотрим теперь случай наведения тока во внешней цепи идеаль-
9
Рис. 1.1. Наведение тока во
внешней цепи диода
Рис. 1.2. Наведение тока (а) и его
временная зависимость (б) в цепи ва-
куумного зазора
ного вакуумного зазора (идеальным считается двухсеточный зазор,
прозрачный для электронного потока и экранированный от внешних
электромагнитных полей). Возьмем зазор, сетки которого замкнуты
накоротко внешним проводником (рис. 1.2, а). При этом электрическое
поле в зазоре отсутствует и заряд, введенный в зазор, движется в нем
с постоянной скоростью v0.
Импульс тока, наведенный во внешней цепи такого идеального
зазора, пронизываемого движущимся с постоянной скоростью г0
электронным слоем шириной dz, имеет трапецеидальную форму
(рис. 1.2, б). Он начинается в момент времени t15 когда передняя гра-
ница электронного слоя проходит через сетку I, и заканчивается
в момент г4, когда задняя граница слоя выходит из сетки II. Дли-
тельности фронтов импульса наведенного тока соответствуют времен-
ным интервалам прохождения слоя электронов через сетки зазора.
В течение времени t3 — t2 наведенный ток не изменяется в соответ-
ствии с выражением (1.10), поскольку заряд в зазоре и его скорость
остаются постоянными.
В приборах СВЧ электронный поток группируется в электронные
сгустки. Рассмотрим простейший случай, когда плотность объемного
заряда изменяется (промодулирована) по закону р = р0 (1 + msin cot),
где ро — средняя плотность заряда; т — глубина модуляции. Конвек-
ционный ток в любом сечении зазора площадью S
'коив = Р^г’о = Io + Im sin cot. (1.11)
Для нахождения наведенного тока во внешней цепи идеального
зазора, пронизываемого промодулированным потоком, обозначим через
to момент времени, когда заряд проходит центр зазора, где располо-
жим начало координаты z (рис. 1.2, а), т. е. t — t0 + (z/v). Так как
dq - 'кот dt, a v = dzjdt, то <й|ивед = (у/d) dq = fK01IB (dz/d). Интегрируя по
всей ширине зазора, получаем
+ <г/2
/навед = J Ro + Im Sin со (to + z/v)] ^- = Io + ImM sin coto, (112)
-J/2
10
sin (9/2)
где M = —--------коэффициент вза-
v/2
имодействия электронного потока с
высокочастотным полем зазора; 0 =
= шт = ad/v — угол пролета зазора
электронами со скоростью v.
Угол пролета 9 определяет, какую
долю периода высокочастотных ко-
лебаний составляет время пролета
т согласно выражению 9 = 2лт/7?
Рис. 1.3. Зависимость коэффициента
взаимодействия М от угла пролета
Значение угла пролета выражается в радианах и соответствует из-
менению фазы напряжения, приложенного к зазору за время про-
лета электроном этого зазора. От угла пролета зависит коэффициент
взаимодействия М (рис. 1.3).
Токи, описываемые выражениями (1.12) и (1.11), отличаются ампли-
тудами и началом отсчета времени. Постоянные составляющие наве-
денного и конвекционного токов равны, а переменная составляющая
наведенного тока по амплитуде в М раз отличается от амплитуды
конвекционного тока.
Наибольшего значения (М = 1) коэффициент взаимодействия дости-
гает при очень малом времени пролета, когда 9 х 0. По мере возраста-
ния угла пролета (что происходит при увеличении частоты или ширины
зазора), а также при уменьшении скорости электронов коэффициент
взаимодействия уменьшается, а следовательно, уменьшается и амплиту-
да наведенного тока, хотя амплитуда конвекционного тока не меняется.
При большом 9, когда время пролета соизмеримо с периодом коле-
баний, амплитуда переменной составляющей наведенного тока стано-
вится очень малой. Если 9 = 2пт, где т = 1, 2, 3, ..., М = 0 и пере-
менная составляющая наведенного тока отсутствует. Это объясняется
тем, что, когда время пролета в зазоре соответствует целому числу
периодов, заряд в зазоре в различные моменты времени остается
неизменным, а наведенный ток — постоянным. Это иллюстрируется
рис. 1.4, а, где представлено распределение плотности объемного заряда
S)
Рис. 1.4. Распределение плотности объемного заряда в зазоре при 9 = 2п (а)
и 9 = л (б)
П
в зазоре в различные моменты времени t при 9 = 2л. Для сравнения
на рис. 1.4,6 показано распределение p(z) при 9 = л, из которого
видно, что в различные моменты времени заряд q изменяется.
В реальных приборах СВЧ периодическая функция конвекционного
тока имеет сложную форму и может быть представлена суммой ряда
гармоник тока в виде
йонв = /о + £ Uli sin tor + I2i COS tor)
> = i
и соответственно
«’вавед = Io + £ Mi (1ц sin ICOt + I2i COS tor),
i= 1
где Af,(9,); 9; = tod/ti. Поскольку коэффициенты взаимодействия М;
различны для разных номеров гармоник, форма волны наведенного
тока в общем случае отличается от формы волны конвекционного тока.
Отбор энергии от электронов в приборах СВЧ. Отбор энергии от
электронов обычно связан с уменьшением их кинетической энергии *
при движении в тормозящем электрическом поле. В общем случае
энергия, отбираемая от электрона, может быть определена как раз-
ность между начальной и конечной кинетическими энергиями: W0Tx =
= И'о — IVK = 0,5т (vg — v2K). Поэтому электронный коэффициент полез-
ного действия можно представить в виде
Пэ = Wm5/W0 = 1 - г2кД’о- (1.13)
Тормозящее поле в вакуумном зазоре может быть создано авто-
матически наведением тока во внешней цепи зазора при наличии
активной нагрузки. Если во внешнюю цепь вакуумного зазора вклю-
чено сопротивление R, как показано на рис. 1.5, а, то наведенный ток
создаст такую полярность напряжения, которая обеспечивает в зазоре
тормозящее поле. При этом энергия, отбираемая от электрона, пере-
дается во внешнюю нагрузку R.
В приборах СВЧ полезной нагрузкой может быть полый резонатор,
связанный с внешней линией передачи, или согласованная замедляю-
щая система (ЗС), обеспечивающая синхронное движение электрона
и волны.
Для поддержания незатухающих колебаний в резонаторе (рис. 1.5,6)
необходимо периодически вводить электронные сгустки (ЭС) с частотой,
соответствующей резонансной частоте колебаний резонатора. Это озна-
чает, что электронный поток должен быть промодулирован по плот-
ности с частотой электромагнитных колебаний. Тогда электроны на-
водят электрическое поле СВЧ Ez(r) (рис. 1.6, а) в зазоре резонатора
так, что максимумы тормозящих полупериодов 1 высокочастотного
поля совпадают с максимумами волны конвекционного тока ;KOilB (t)
(рис. 1.6, 6).
* В приборах М-типа, описанных далее в гл. 4 и 6, при отборе энергии
от электронов уменьшается их потенциальная энергия без изменения усреднен-
ного значения кинетической энергии.
12
Для наиболее эффективной пе-
редачи энергии электронных сгуст-
ков электромагнитному полю резо-
натора необходимо, чтобы конвек-
ционный ток имел форму прямо-
угольных импульсов малой (в срав-
нении с периодом электромагнит-
ных колебаний Т) длительности
Аг «: Т (рис. 1.6, в). Электронный
к. п. д. будет равен 100%, если
электронный сгусток в результате
торможения при выходе из зазора
будет иметь нулевую скорость.
Для этого амплитуда наведенного
высокочастотного напряжения
U„, = E.md должна возрасти до зна-
чения Uo, определяющего началь-
ную скорость электронного сгуст-
ка. Время пролета сгустком зазора
должно быть настолько малым,
чтобы за это время значение Ezm
(рис. 1.6) сохранилось неизменным.
При малом угле пролета электро-
нами зазора резонатора коэффи-
циент взаимодействия М х 1 и вы-
сокочастотный наведенный ток
имеет максимальную амплитуду,
почти равную амплитуде конвек-
ционного тока. Таким образом, в
резонансных приборах СВЧ долж-
но обеспечиваться кратковремен-
ное взаимодействие электронов с
электромагнитным полем при (7т,
близком к U0.
Длительное взаимодействие и
непрерывный отбор энергии от
электронного потока имеют место
в приборах СВЧ, построенных на
основе нерезонансных колебатель-
ных систем, например замедляю-
щих, в которых могут распростра-
няться бегущие волны с фазовыми
скоростями Тф, замедленными до
скоростей электронных сгустков v0.
Если вводить электронные сгустки
в замедляющую систему (рис. 1.7,а)
через интервалы, равные замедлен-
ной длине волны Хзам при выполне-
нии условия синхронизма г0 — уф>
Рис. 1.5. К пояснению процесса отбора
энергии от электронов
Рис. 1.6. Обеспечение эффективной пе-
редачи энергии электронов высоко-
частотному полю резонатора:
1 — тормозящий полупериод; 2 — ускоряю-
щий полупериод
Рис. 1.7. Обеспечение эффективной пе-
редачи энергии электронных сгустков
высокочастотному полю замедляющей
системы
13
то такие сгустки наведут в ЗС бегущую волну (рис. 1.7, б), которой они
при движении вдоль ЗС будут передавать кинетическую энергию, нахо-
дясь в максимумах тормозящих полупериодов 1 этой волны.
Отбор энергии от электронных сгустков сопровождается уменьше-
нием их скорости от входа к выходу. Выражение для электронного
к. п. д. (1.13) справедливо и при длительном взаимодействии электро-
нов с высокочастотным полем ЗС. Для достижения больших значений
электронного к. п. д. сгустки должны сильно тормозиться, а в конце
ЗС их скорость должна быть существенно меньше начальной скорости.
Соответственно, ЗС должна быть изохронной, т. е. такой, в которой
фазовая скорость бегущей волны уменьшается от входа к выходу для
поддержания синхронизма с электронными сгустками. Поэтому, не-
смотря на кажущуюся эффективность длительного взаимодействия
электронов с замедленными волнами, в лампах бегущей волны (ЛБВ)
трудно обеспечить значение электронного к. п. д., близкое к 100%.
§ 1.2. Условия возбуждения колебаний в электродинамических
системах
Фазовые и амплитудные условия самовозбуждения. Автоколебания
в электродинамических системах возникают и поддерживаются при
выполнении фазовых и амплитудных условий самовозбуждения.
Усиление электромагнитных колебаний возможно в том случае,
когда между входом и выходом усилителя создана активная среда,
обеспечивающая превращение энергии, подводимой извне, в энергию
электромагнитных колебаний, совпадающих по частоте с входным сиг-
налом. Например, если входной сигнал создает в усилителе электро-
магнитное поле, взаимодействующее с электронным потоком, то в ре-
жиме усиления результатом взаимодействия является преобразование
части потенциальной или кинетической энергии электронов в энергию
электромагнитных колебаний. Иными словами, в результате взаимо-
действия вырабатывается СВЧ-мощность Рэ, называемая электронной
мощностью, которую электронный поток передает СВЧ-полю. Баланс
активных мощностей усилителя выражается равенством
РВх + Р, = Ркоп + Рвых, (1-14)
где Рвх и Рвых — мощности входного и выходного сигналов; Рко„ —
мощность потерь в колебательной системе (контурная мощность).
Если мощность, потребляемую от источника питания, обозначить
Ро, то к. п. д. усилителя определяется соотношением
П = (Рвых - Рвх)/Р0. (1-15)
Электронный к. п. д. по определению равен т]э = Рэ/Р0, а контурный
к. п. д. определяется отношением выходной мощности к сумме выход-
ной и контурной мощностей т]кон = РВЫх/(РаЫх + РКон), или согласно (1.14)
ПкОН ЕВЬ1Х/(РВХ + Рэ).
В автоколебательном режиме Рвх = 0 и полный к. п. д. генератора
равен произведению электронного и контурного к. п. д.: р = т]эт]ю„. Для
генератора с резонансной колебательной системой и одним элементом
14
связи с внешней нагрузкой (при двухполюсной схеме включения в ли-
нию передачи)
Икон = Qn/бви = бо/(2о + 2вп), (1-16)
где Qo, QB„ и Qu — собственная, внешняя и нагруженная добротности
резонаторной системы.
Рассматривая процесс усиления, наобходимо иметь в виду, что
между выходом и входом усилителя существуют многократные отра-
жения сигнала, что обеспечивает его циркуляцию по замкнутому кон-
туру внутренней обратной связи. Кроме внутренней обратной связи,
которая в большинстве случаев является нежелательной, иногда созда-
ют внешнюю регулируемую обратную связь. Если колебания моно-
хроматические, то обратная связь может быть положительной или
отрицательной. В первом случае отраженный сигнал, поступающий
на вход усилителя по линии обратной связи, совпадает по фазе с вход-
ным сигналом, что увеличивает коэффициент усиления. При отрица-
тельной обратной связи, когда отраженный сигнал поступает на вход
усилителя в противофазе с входным сигналом, коэффициент усиле-
ния снижается, однако при этом повышается устойчивость работы
усилителя, т. е. он становится менее склонным к самовозбужде-
нию.
Возвращаясь к условиям самовозбуждения генератора, отметим, что
фазовые условия самовозбуждения, определяемые положительной об-
ратной связью, можно представить в виде
£ ф = 2лп, (1-17)
где £ ф — суммарный фазовый сдвиг при обходе контура внешней об-
ратной связи; п = 0, 1, 2, ...— целое число.
Поскольку фазовые соотношения связаны с частотой электромаг-
нитных колебаний, условие (1.17) используют при определении частоты
возбуждаемых колебаний.
Выполнение фазового условия самовозбуждения не является доста-
точным для поддержания колебаний. При наличии положительной
обратной связи необходимо, чтобы удовлетворялись также амплитуд-
ные условия самовозбуждения, т. е. чтобы мощность, поступающая
с выхода на вход по линии обратной связи, превышала минимальный
сигнал, при котором возможно нарастание электромагнитных коле-
баний.
Амплитудные условия самовозбуждения следуют из баланса актив-
ных мощностей £ Р = О, а фазовые условия связаны с балансом ре-
активных мощностей £ Рр = 0. Рассмотрение того и другого балансов
приводит к уравнениям
~ Р з = Ркон + Рвых — (1.18)
Рэ.р = 2ЛсоЖ, (1.19)
где До = шге„ — соо разность частот, на которую круговая частота ге-
нерации отличается от резонансной; W — энергия, запасаемая в резо-
наторной системе; Рэ.р и Рэ — реактивная и активная мощности элект-
15
ровного потока, отношение которых, согласно выражениям (1.18) и
(1-19),
-P,p/P3 = 2Q„A///0.
(1.20)
Здесь А/* Уген f0‘
В [1] показано, что при возбуждении в резонаторе высокочастот-
ного электрического поля Е(г) электронными сгустками электронные
мощности определяются интегралами по объему V резонатора:
Рэ = -рконв (1-21)
V
Р,.р = - |Лои»(?) d^r~dV, (1.22)
J «(®?)
V
гДе Jkohb (0— переменная составляющая плотности конвекционного
тока. Горизонтальная черта над подынтегральными выражениями оз-
начает усреднение во времени.
Рассмотрим простейший тороидальный резонатор (см. рис. 1.5,6)
с однородным электрическим полем Ег в плоском зазоре шириной d
и сечением S. Зазор считаем очень узким с малым углом пролета
Э -»0 и максимальным коэффициентом взаимодействия М -»1. Заменим
резонатор эквивалентным контуром с напряжением U (t) = Е (t) d =
= U„, cos cor. Основную гармонику наведенного тока выразим через
переменную составляющую плотности конвекционного тока /[1авед (?) =
— SJkoh* (?) И представим ее в виде
/навед (?) ~ Im COS (СОГ Ф),
где ф — угол фазового сдвига между напряжением и наведенным то-
ком. Используя (1.20) —(1.22), получаем:
Р> = ” 1 навел (?) U(t) = у /тГмСО5ф; (1.23)
Р3.Р = -/навел (?) ^2'= -4ЛДЛ-?Ф; (1.24)
а (со?) 2
tgф= -22„А///0. (1.25)
Уравнения возбуждения в виде (1.23) —(1.25) в отличие от уравне-
ний (1.20) —(1.22) относятся к эквивалентной схеме резонатора с элект-
ронным потоком.
Возбуждение нерезонансных колебательных систем происходит при
длительном взаимодействии электронных сгустков с полем бегущей
волны в согласованной линии передачи. Электроны могут взаимодей-
ствовать как с «быстрыми» волнами, распространяющимися с фазо-
вой скоростью, равной или превышающей скорость света, так и
с «медленными» волнами, фазовая скорость которых значительно
меньше скорости света в вакууме и близка к средней скорости
электронов. «Быстрые» волны возбуждаются в приборах с линиями
16
передачи волноводного типа, где используют криволинейные электрон-
ные потоки, взаимодействующие с поперечными компонентами высо-
кочастотных электрических полей. «Медленные» волны распространя-
ются в замедляющих системах, представляющих собой периодические
структуры, поля в которых описываются суммой пространственных
гармоник, состоящих из прямых и обратных волн, т. е. волн, у кото-
рых фазовые скорости или совпадают по направлению с групповыми
скоростями, или направлены в противоположные стороны. Электроны
взаимодействуют с продольными компонентами электрического поля
прямых или обратных волн.
Поток мощности, переносимый бегущей волной в ЗС, можно выра-
зить в виде
Р = ± EA7(2P2Rcb) = ±Ё2„,/(2р2йсв), (1.26)
так как Ez = Ё2те^'“ и Е* — E.me~iu“, где Ezm — комплексная амплитуда
продольной напряженности электрического поля взаимодействующей
волны; р — фазовая постоянная; RCB — сопротивление связи замедляю-
щей системы. В формуле (1.26) знак плюс относится к мощности,
передаваемой в положительном направлении оси z, т. е. прямой волной,
а минус характеризует передачу мощности в отрицательном направ-
лении, т. е. обратной волной.
При изменении амплитуды поля прямой или обратной волны на
элементарной ячейке замедляющей системы изменение потока мощ-
ности, переносимого волной, согласно (1.26) выразим в виде
dP = ±Ё.и</Ёгт/(р2Ксв),
а мощность взаимодействия промодулированного электронного пото-
ка с переменным током (z) = на участке dz представим выра-
жением
dP3 = Q,5imEzm dz,
где 1т — комплексная амплитуда тока.
На основании закона сохранения энергии dP — — dP3 получаем
dEz = + O,5P2Rcb;\ (z) dz. (1.27)
Соотношение (1.27) выражает теорему наведения [2, 3]. Знаки минус
и плюс соответственно определяют взаимодействие электронного по-
тока с прямой и обратной волнами в замедляющей системе.
Из (1.27), используя выражение полного дифференциала
dEz =
SE. . 8EZ J
~^dz + ~dt,
dz St
получаем
SEZ
~sT + jaE‘
P2KCB
2
(Д
17
откуда с учетом того, что р = и dt/dz, приходим к уравнениям воз-
буждения прямой и обратной волн в замедляющей системе:
~ + f (4 (1.28)
oz Z
Уравнения возбуждения (1.21), (1.22) и (1.28) используют для решения
задач нелинейной электроники численными способами с помощью
ЭВМ. При этом широко применяют метод «крупных частиц», согласно
которому электронный поток в пределах одного пространственного
периода разбивается на X частей.
В приборах О-типа (ЛБВ и клистронах) обычно используют диско-
вую модель цилиндрического электронного луча и рассматривают
движение N отрицательных дисков. В приборах М-типа (многорезона-
торных магнетронах, амплитронах и дематронах), как правило, элект-
ронный поток в пространстве взаимодействия представляют набором
электронных стержней.
Очень важен выбор количества частиц, от которого, с одной
стороны, зависит точность моделирования, с другой — машинное
время.
Глава 2. - Режимы работы электронных
приборов СВЧ
§ 2.1. Факторы, влияющие на основные параметры првборов
с резонансными системами
Эквивалентная схема, понятие электронной проводимости, определе-
ние амплитуды и мощности генерации. Сложные резонансные системы
СВЧ для удобства рассмотрения и анализа обычно сводят к экви-
валентной схеме параллельного контура. Это особенно удобно тогда,
когда резонатор пронизывается электронным потоком (см. рис. 1.5, б),
который можно представить в виде электронной проводимости, парал-
лельно подключенной к контуру, что позволяет провести аналитическое
рассмотрение условий возбуждения резонаторной системы электронным
потоком, а также определить амплитуду и частоту установившихся
колебаний.
Рассмотрим эквивалентную схему генератора СВЧ с промодули-
рованным электронным потоком в резонаторной системе (рис. 2.1).
На схеме изображены контурная проводимость резонаторной системы
Уков = GK0H + jBK0W проводимость нагрузки Ун = G„ + jB.t и высокочастот-
ная проводимость электронного потока (электронная проводимость)
^э = G3 + jB3.
Электронная проводимость характеризует электронный поток, про-
модулированный высокочастотным сигналом, и отличается от проводи-
мости по постоянному току Go = lo/Uo тем, что в общем случае вы-
ражается через отношение комплексных амплитуд наведенного тока
и высокочастотного напряжения: Уэ =
18
Рис. 2.1. Схемы генератора:
а — полная эквивалентная; б-с нагрузкой, перенесенной к внутренним зажимам идеаль-
ного трансформатора
Вывод энергии, обеспечивающий связь резонаторной системы с внеш-
ней нагрузкой, представлен трансформатором с коэффициентом транс-
формации
ктр = ии/и;,
где Um и U'm — амплитуды высокочастотных напряжений на внутренних
(аб) и внешних (вг) зажимах трансформатора. Трансформатор считаем
идеальным, т. е. таким, который не вносит высокочастотных потерь.
Для удобства анализа эквивалентной схемы внесем нагрузку в ре-
зонатор через трансформатор и представим ее в виде вносимой про-
водимости нагрузки (рис. 2.1, б):
Ув = Ga +jBz = Y„/K^.
Активные проводимости GK0H и GB можно выразить через собствен-
ную и внешнюю добротности резонаторной системы:
GK0H = Уе/2о; GB = YJQm,
где Yc = (/о/2) — характеристическая проводимость эквивалент-
ного контура, которая определяется крутизной зависимости реактив-
ной проводимости контура от частоты. Сумму GKOH + GB иногда назы-
вают полной проводимостью контура Gn011I. Она связана с нагружен-
ной добротностью аналогичным соотношением
Спалн=Ус/е„. (2.1)
Заметим, что рассматриваемая эквивалентная схема параллельного
включения активных и реактивных элементов справедлива в узкой
полосе частот, охватывающей резонансную частоту резонатора, вклю-
ченного по схеме двухполюсника. В соответствии с эквивалентной
схемой (рис. 2.1,6) активная и реактивная мощности, отдаваемые
электронным потоком высокочастотному полю резонаторной системы,
могут быть представлены в виде
Л = (1/2) U2G3; Р,.р = (1/2) GX (2.2)
Соответственно мощность потерь в контуре и мощность, переда-
ваемая в нагрузку,
Ргон = (1/2) U2Gk0„; Рвых = (1/2) U2Gb.
1»
Рис. 2.2. Характеристики генератора с «мягким» самовозбужде-
нием
Закон сохранения энергии, т. е. баланс активных мощностей в ре-
жиме установившихся колебаний, приводит к выражению
S G = GKOH + GB + G3 = Gn0J1H + G3 = 0.
Из баланса реактивных мощностей можно получить аналогичное
выражение для реактивных проводимостей
£В = Вкон + Вв + В3 = 0.
Покажем, что равенство нулю суммы активных проводимостей
определяет амплитуду, а баланс реактивных проводимостей позволяет
определить частоту установившихся колебаний.
Очевидно, что полная электронная проводимость определяется
не только параметрами электрического режима генератора, но и яв-
ляется функцией амплитуды высокочастотных колебаний, т. е. G3 =
= /(LQ и Вэ = f(Um\ причем согласно (1.20), (1.25) и (2.2)
B3/G3=-tgv|/,
т. е. угол \J/ между высокочастотным напряжением и наведенным током
тоже может зависеть от Um.
Естественно, что активные проводимости резонатора GH и вносимой
нагрузки GB могут иметь только положительные значения, не завися-
щие от амплитуды колебаний. Поэтому для удовлетворения амплитуд-
ного условия самовозбуждения активная электронная проводимость
должна быть отрицательной и по абсолютному значению превышать
полную проводимость GnolH, приближаясь к ней по мере увеличения
амплитуды Um (рис. 2.2, а). Из рисунка видно, что на участке малых
высокочастотных напряжений (Um < Umreil) отрицательная электронная
проводимость по абсолютному значению превышает проводимость
потерь в контуре и нагрузке, т. е. £ G < 0. При этом амплитуда коле-
баний нарастает до Umrcil9 при которой У G = 0.
Если под воздействием внутренних флюктуаций амплитуда Um пре-
высит значение 17„гген, то суммарная проводимость станет положитель-
ной (£ G > 0 на участке Um > 17шген) и колебания в рассматриваемой
системе будут затухать до прежнего значения UmTen. Таким образом,
точка А на рис. 2.2, а соответствует режиму устойчивых колебаний
20
Рис. 2.3. Характеристики генератора с «жестким» самовозбуж-
дением
с амплитудой генерации UmreH и выходной мощностью генератора
Рген = (1/2) l/£reHGB.
Падающая зависимость отрицательной электронной проводимости
от амплитуды высокочастотного напряжения, представленная на
рис. 2.2, а, характерна для генератора с «мягким» самовозбуждением,
у которого мощность генерации плавно нарастает при увеличении
параметров электрического питания от стартовых до рабочих значений
(рис. 2.2, б). Пусковому значению тока 1пуск генератора с «мягким»
самовозбуждением соответствует кривая электронной проводимости,
изображенная на рис. 2.2, а штриховой линией.
В генераторах с «жестким» самовозбуждением зависимость G3(C7,„)
имеет немонотонный характер (рис. 2.3, а). На рисунке приведено
семейство характеристик электронных проводимостей магнетронного
генератора для различных значений анодного напряжения. Видно, что
в этом случае баланс активных мощностей может выполняться при
двух значениях Um. Так, при анодном напряжении Ua3 условие EG = О
удовлетворяется в точках 1 и 5, однако точка 1 не является точкой
устойчивых колебаний, так как уменьшение амплитуды Um < Umi при-
водит к срыву колебаний, а при увеличении амплитуды Um > Umi коле-
бания нарастают до значения Um5 в точке 5. Поэтому точка 5, распо-
ложенная на падающем участке характеристики — G3([7m), является
точкой устойчивых колебаний.
21
Значение Uml определяет минимальную амплитуду, начиная с ко-
торой колебания могут нарастать при анодном напряжении 17а3.
Начальная амплитуда, как видно из рис. 2.3, а, увеличивается при
уменьшении анодного напряжения, что затрудняет самовозбуждение
генератора при малых значениях Иа. Минимальному значению анод-
ного напряжения Ual соответствует кривая — G3(U,„), которая касается
линии Gn01Ii в точке 3. Однако колебания в генераторе при этом
обычно не возбуждаются, поскольку начальная амплитуда Um3 слиш-
ком велика. Амплитуда Um3 определяет мощность срыва автоколеба-
ний генератора при уменьшении анодного напряжения: Рсрыва =
= (1/2) G^GB.
Если значение Um2 соответствует такой амплитуде, которая обес-
печивается в магнетроне под действием факторов, не связанных
с основным механизмом взаимодействия, например за счет шумовых
колебаний или нестационарных процессов, возникающих в момент
включения и т. д., то при достижении анодным напряжением значения
Ua2 магнетрон возбуждается и его выходная мощность скачком
возрастает до Р8ОЗН = (1/2) Uj,4G8.
Таким образом, мощность возникновения генерации оказывается
больше мощности срыва колебаний (рис. 2.3, б). Такое явление полу-
чило название электронного гистерезиса. Электронный гистерезис
наблюдается в магнетронах непрерывного генерирования при измене-
нии анодного напряжения и в отражательных клистронах на краях зон
генерации при изменении напряжения отражателя.
Частота генерации. Рассмотрим характеристики реактивной элект-
ронной проводимости и возможности определения с ее помощью
частоты генерации.
Воспользуемся выражениями (1.25) и (2.1), из которых получим
/ген = /о [ 1 + B3/(2e„G3)] = /о [ 1 - Вэ/(2 Ус)], (2.3)
так как в режиме установившихся колебаний G3 — - Gn0,„.
Из (2.3) следует, что частота генерации зависит не только от
резонансной частоты f0 колебательной системы, но и от реактивной
электронной проводимости, определяемой параметрами электрического
режима, т. е. напряжением и током генератора.
Семейство характеристик B3(Um) для различных значений Ua при-
ведено на рис. 2.3, в, где цифрами 3, 4 и 5 отмечены значения реак-
тивных электронных проводимостей в точках устойчивых колебаний.
По этим значениям с помощью (2.3) можно найти зависимость
частоты генерации магнетрона от анодного напряжения (или тока)
(рис. 2.3, г). Такая зависимость носит название электронной перестройки
частоты генератора, а скорость перестройки частоты при изменении
напряжения (тока) определяется крутизной электронной настройки или
электронным смещением частоты генератора.
Влияние нагрузки на частоту н мощность генерации. Частота и мощ-
ность электронных генераторов определяются не только реактивностями
электронного потока и колебательной системы, но и внешней нагруз-
кой, вносимой в контур генератора через трансформатор вывода
энергии.
22
Активная часть вносимой проводимости нагрузки, как отмечалось
ранее, может быть выражена через коэффициент трансформации Ктр:
Ga = G„/№rp = Уг/ев„.
Реактивная проводимость вносимой нагрузки
Вв = В„/К2тр = BHy£./(G„eBH).
Таким образом, влияние нагрузки на работу генератора СВЧ ска-
зывается не только при изменении самой нагрузки, но и при изме-
нении степени связи резонаторной системы с внешней линией передачи,
т. е. зависит от коэффициента трансформации или внешней доброт-
ности. Последнее означает, что даже при согласованной нагрузке из-
менение степени связи (поворот петли связи или изменение глубины
погружения штыря связи в волновод) может привести к изменению
мощности и частоты генерации. Рассмотрим изменение амплитуды
установившихся колебаний от максимального до минимального зна-
чений при изменении активной проводимости нагрузки от GB = О
в точке 1 до GB.пред = Ус/бвн.пред в точках 4 или 3 (рис. 2.4, а, б),
а также изменение при этом реактивной электронной проводимости В,
(рис. 2.4, в). Поскольку PreH = 0,5U^,ratYc/Qm, зависимость Ргеи(2вН)
(рис. 2.4, г) имеет немонотонный характер, начинаясь от нуля при
бвнпйп Для генератора с «мягким» самовозбуждением, затем проходит
через максимум при 2BHOpt и стремится к нулю при бесконечном
увеличении Qmi. Для генератора с «жестким» самовозбуждением
(рис. 2.4, б) при изменении степени связи наблюдается электронный
гистерезис со скачкообразным возникновением и срывом генерации
в точках 2 и 3 соответственно. Частота генерации при ослаблении
связи с нагрузкой увеличивается (рис. 2.4, е), если реактивная электрон-
ная проводимость уменьшается (рис. 2.4, в).
Рассогласованная нагрузка характеризуется значениями фазы и
коэффициента стоячей волны (КСВ). Нагрузочные характеристики
генератора обычно наносят на круговую диаграмму в виде линий
постоянных мощностей (Рь Р2 и т. д.) и частот (/2, /з и т. д.) гене-
рации (рис. 2.5, а). Линии постоянных мощностей генерации соответ-
ствуют окружностям активных проводимостей (GB1, Gb2 и т. д.) на кру-
говой диаграмме, а линии постоянных частот — окружностям реактив-
ных проводимостей (Вв1, Вв2 и т. д.). Отклонение кривых f = const от *
Вв = const объясняется влиянием вносимой нагрузки на электронную
проводимость. Так, при изменении реактивности нагрузки изменение
частоты генерации приводит к смещению кривой G3(L/,„) (см. рис. 2.4, а, б)
и соответственно к изменению амплитуды и мощности генерации.
Аналогично, изменение активной проводимости нагрузки приводит
к изменению реактивной электронной проводимости и частоты (см.
рис. 2.4, в, е). Заштрихованная на рис. 2.5, а окружность является зоной
срыва колебаний, так как активная проводимость внутри этой окруж-
ности превышает предельное значение.
Семейство нагрузочных характеристик можно представить в виде
зависимостей мощности и частоты генерации от фазы стоячей волны
при различных значениях КСВ. Например, на рис. 2.5, б изображены
23
Рис. 2.4. Влияние изменения степени связи резонаторной системы
с внешней линией передачи на мощность и частоту генерации
зависимости Рген(ф) и/ге„((р) для двух значений КСВ pj и р2, отме-
ченных соответствующими окружностями на диаграмме рис. 2.5, а.
Точки А и Б, соответствующие минимальному и максимальному зна-
чениям активной проводимости нагрузки, определяют значения ф,
называемые фазами разгрузки и нагрузки. Они определяют изменение
мощности при полном изменении фазы стоячей волны. Точки В и Г,
соответствующие максимальному и минимальному значениям частоты
генерации, определяют затягивание частоты при полном изменении
фазы стоячей волны.
Затягивание частоты определяется выражением
Д/зат = /max ~ /min = (/о/бвн) [(р2 " 1)/(2Р)], (2.4)
которое справедливо, если реактивная электронная проводимость слабо
зависит от частоты. Затягивание частоты при р = 1,5 носит название
степени затягивания частоты генератора и является важным парамет-
24
Рис. 2.5. Нагрузочные характеристики
ром генератора СВЧ, характеризующим стабильность частоты генера-
ции при воздействии внешней нагрузки. В первом приближении сте-
пень затягивания частоты генератора
F3aT«O,417/o/eBH. (2.5)
Однако выражение (2.5) дает неверные результаты для генераторов,
у которых реактивная электронная проводимость заметно зависит от
частоты. Например, найденная по этому выражению степень затяги-
вания частоты магнетронов, настраиваемых напряжением, оказывается
существенно завышенной.
Регенеративные усилители и синхронизированные генераторы. При
нарушении амплитудных условий самовозбуждения автоколебания в ге-
нераторе подавляются и он может быть использован как усилитель
с положительной обратной связью, который носит название регенера-
тивного усилителя (РУ). Это возможно или за счет уменьшения абсо-
лютного значения активной электронной проводимости при изменении
режима электрического питания усилителя, или за счет увеличения
полной активной проводимости при изменении нагрузки. В обоих
случаях нарушение амплитудного условия самовозбуждения характери-
зуется неравенством
I G, I < Gn0JIH.
Регенеративное усиление обеспечивается при
G3 + GKOH<0 и £G>0. (2.6)
В эквивалентной схеме генератора, представленной на рис. 2.1,6,
проводимость на зажимах аб является суммой контурной и электрон-
ной проводимостей YoS = У3 + Укон. При согласованной нагрузке во
внешней линии передачи (Вв = 0) коэффициент отражения на зажимах
аб
г = - (И + Пон)
GB + (П + Пон)
25
Рис. 2.6. Частотные характеристики регенеративного усилителя
(я) и его включение по двухполюсной схеме через цирку-
лятор (б)
Это означает, что если на вход рассматриваемого двухполюсника
подается некоторый сигнал, то отношение мощности отраженного сигнала
к мощности падающего
РотР _ . г |2 _ (GB - Go - GK0H)2 + £ В)2
(£G)2+(ZB)2 • { }
При выполнении условия (2.6) отраженный сигнал оказывается больше
падающего, т. е. имеет место усиление «на отражение» с коэффициен-
том усиления (дБ)
Ky = 101gK>o = 201g|r|,
где Ку. 0 = Ротр/^пад ~ коэффициент усиления в относительных единицах.
Таким образом, генератор превращается в РУ, а зависимость его
коэффициента усиления от частоты носит резонансный характер
(рис. 2.6, а). Для разделения входного и выходного сигналов на входе
двухполюсного РУ обычно устанавливают ферритовый циркулятор Ц
(рис. 2.6, б).
Частотные характеристики, показанные на рис. 2.6, а, определяются
выражением (2.7), т. е. зависят от электрического режима РУ и от сте-
пени его нагружения. В резонансе, когда £ В = 0, коэффициент усиле-
ния достигает максимального значения
К, max = [(GB - GK0H + | G3 |)/(GB + GK0H - | G31)]2. (2.8)
При малых потерях в контуре, т. е. при GKOIi <s; GB, и больших уси-
лениях, когда абсолютное значение | G31 близко к значению GB, можно
записать
К, тах * [(GB + | G3 |)/(GB - | G31)]2 « 4/(1 - a)2, (2.9)
где a = | G3 |/GnOjlH — коэффициент регенерации.
Из (2.7) и (2.8) можно получить
(ЛЛ ('/1Г~ 1V1 2 Y/2- |G3l-GK0H 2/(|GJ-GK0H)
(Л/)здБ I J/Kymax - 1 I1 1 - I -......-c~ =------у--------•
(2.Ю)
Это выражение определяет связь между максимальным коэффициен-
том усиления Кутах и полосой частот усилителя (Д/)3дБ по уровню
26
спада коэффициента усиления на 3 дБ от максимального значения.
Сюда входит Сзкв — эквивалентная емкость (рис. 2.6, б), определяющая
реактивную проводимость контура юСэкв = 2„СПОЛН = Ус.
Выражение (2.10) является приближенным, так как получено в пред-
положении, что значения G3, GK0H и Сэкв не зависят от частоты в пре-
делах полосы пропускания РУ.
При большом усилении РУ (Kymax » 1 формула (2.10) упрощается1
(ДЛздБ % I G3 |/(лСэкв) = 2а/0/ен; (2.11)
отсюда с учетом (2.9) получаем
(АЛ3дБ//о«а(1-«)/ей. (2.12)
Из (2.9) и (2.12) следует, что если коэффициент регенерации стре-
мится к единице, значение Кутзх неограниченно возрастает, а полоса
частот стягивается в точку, что означает переход РУ в режим гене-
рации. Из (2.11) видно, что для увеличения произведения коэффициента
усиления на полосу частот необходимо уменьшать характеристическую
проводимость контура (эквивалентную емкость устройства) и увеличи-
вать отрицательную электронную проводимость РУ. Отметим, что
выражение (2.11) справедливо для одноконтурного РУ. При использо-
вании многоконтурных систем можно существенно увеличить произ-
ведение коэффициента усиления на полосу пропускания РУ.
Возможен и четырехполюсный вариант РУ, в котором имеются два
элемента связи резонаторной системы с внешними линиями передачи
на входе и выходе усилителя. Однако двухполюсный РУ из-за просто-
ты конструкции и высоких значений ряда параметров, в том числе
более широкой полосы пропускания, предпочтительнее четырехполюс-
ного.
Так как РУ является усилителем с положительной обратной связью,
то он склонен к самовозбуждению при большом коэффициенте уси-
ления. На практике устойчивая работа РУ СВЧ имеет место при
усилении, не превышающем 20 дБ.
Режим синхронизированной генерации близок к режиму регенератив-
ного усиления и отличается от него тем, что автоколебания на частоте
генерации подавляются внешним (входным) сигналом и возникают
вынужденные колебания на частоте поданного извне сигнала. Посколь-
ку для такого «захвата» (синхронизации) требуется подать на вход
сигнал гораздо меньшей мощности, чем собственная генерация или
выходной сигнал в режиме синхронизации, можно говорить о коэф-
фициенте усиления синхронизированного генератора (СГ).
Рассмотрим режим синхронизированной генерации с позиций реге-
неративного усиления. Если обратиться к рис. 2.2, а и представить, что
под действием входного сигнала в контуре генератора возникают и
развиваются вынужденные колебания с амплитудой
U = 2 /_______2PbxGb___
2J/(£G)2+(W’
превышающей 17„,ген, то в СГ выполняются условия (2.6), присущие
27
рактеристики регенеративного усили-
теля (а) и синхронизированного ге-
нератора (б)
режиму регенеративного усиления.
Таким образом, в режиме захвата
СГ не отличается от РУ. Отличие
СГ от РУ состоит в том, что при
уменьшении входного сигнала
вследствие возрастания | G31 СГ
переходит в такой режим, когда
удовлетворяются амплитудные ус-
ловия самовозбуждения Е G < 0, и
он перестает управляться входным
сигналом. В этом случае амплитуда
вынужденных колебаний меньше
амплитуды генерации и колебания
на собственной частоте генератора
не подавляются.
Представляет также интерес ре-
жим ударного возбуждения, наб-
людаемый в генераторах с «жест-
ким» самовозбуждением под воздействием слабого внешнего сигнала.
Если, например, при Ua — Ua2 (см. рис. 2.3, а) генератор находится в недо-
возбужденном состоянии, а при подаче входного сигнала в нем воз-
никают вынужденные колебания, превышающие по амплитуде Um2, то
они автоматически переходят в собственные колебания с амплитудой
Um4.. При этом выходной сигнал не управляется входным сигналом и
может отличаться от него по частоте. Поэтому такой режим нельзя счи-
тать усилением. Здесь входной сигнал лишь обеспечивает начальный
толчок, облегчающий самовозбуждение.
Итак, амплитудные характеристики электронной проводимости
позволяют объяснить различные режимы, возникающие в электронных
приборах СВЧ с резонансными колебательными системами.
Типичный вид амплитудно-частотных характеристик РУ и СГ с
резонансной колебательной системой представлен на рис. 2.7. Полоса
усиления регенеративного усилителя (Д/)здБ (рис. 2.7, а) определяется
по уровню спада коэффициента усиления на 3 дБ от его максималь-
ного значения в резонансе. Полоса синхронизации (Д/)сг (рис. 2.7, б)
ограничена значениями частот, между которыми СГ управляется (захва-
тывается) входным сигналом. Полоса синхронизации при тех же режимах
электрического питания и уровнях входных сигналов, как й для РУ,
уже не только за счет того, что режим регенеративного усиления
обеспечивается при более высоком значении GB, т. е. при меньшей
внешней добротности, но и вследствие того, что коэффициент усиле-
ния на краях полосы захвата обычно не спадает на 3 дБ. По мере уве-
личения входного сигнала полосы усиления и синхронизации расши-
ряются, а максимальное значение коэффициента усиления умень-
шается.
28
§ 2.2. Особенности работы генераторов и усилителей СВЧ
с нерезонансными колебательными системами
Как отмечалось, в электронных приборах СВЧ может быть обеспечено
взаимодействие электронов с «быстрыми» или «медленными» вол-
нами, распространяющимися в волноводах или замедляющих системах.
Длительное взаимодействие возможно при выполнении условий фазо-
вого синхронизма электронов с бегущей волной.
Для эффективной передачи энергии электронного потока электро-
магнитному полю необходимо сгруппировать электроны в плотные
сгустки, которые длительное время должны находиться в тормозящих
полупериодах высокочастотного электрического поля. Поэтому средняя
скорость электронов должна соответствовать фазовой скорости взаимо-
действующей гармоники высокочастотного поля.
Рассмотрим взаимодействие электронов, движущихся вдоль периоди-
ческой замедляющей системы, с продольным электрическим полем,
которое в системе с периодом d можно представить суммой прост-
ранственных гармоник [5]:
Е. = £ Егрея“‘”М,
р' - СО
где р = 0, +1, +2, ... — номер пространственной гармоники; Рр = р0 +
+ 2itp/d — фазовая постоянная р-й гармоники.
Фазовая скорость пространственной гармоники
V - а . f
<t>? Рр 1 Азам О + p/d’
где Аамо = 2тс/Ро — замедленная длина волны нулевой пространственной
гармоники.
Взаимодействие электронов с одной из пространственных гармоник
реализуется, например, в лампе бегущей волны (ЛБВ) (рис. 2.8, а), кото-
рая состоит из электронной пушки ЭП, ускоряющего электрода ЭУ,
замедляющей системы ЗС и коллектора К. Электронный поток взаимо-
действует с продольным электрическим полем волны, фазовая скорость
которой близка к средней скорости электронов v0, определяемой
ускоряющим напряжением Uo (рис. 2.8, б). Заметим, что на рисунке в
положительном направлении оси ординат отложена ускоряющая напря-
женность электрического поля Е2, направленная навстречу электрон-
ному потоку *.
Отметим, что скоростью v0 обладают электроны, влетающие в
замедляющую систему непрерывным потоком, а также немодулирован-
ные электроны типа 2 и 4, попавшие в систему в тот момент, когда
* В принципе ЗС с электронным потоком можно представить в виде экви-
валентной схемы однородной линии передачи с погонными полными сопро-
тивлениями и проводимостями, а также с распределенной электронной прово-
димостью, обеспечивающей отрицательное затухание вдоль системы. Однако
такое представление для анализа приборов с нерезонансными колебательными
системами не получило широкого распространения.
29
Рис. 2.8. Группировка электронного по-
тока в ЛЕВ
напряженность высокочастотно-
го поля равна нулю. Элект-
рон 1, влетевший в систему во
время ускоряющего полупери-
ода электрического поля, полу-
чает приращение скорости, а
электрон 3, оказавшийся в тор-
мозящем полупериоде высоко-
частотного поля, замедляется.
Таким образом, поле взаимо-
действующей гармоники обес-
печивает модуляцию электронов
по скорости, которая приво-
дит к модуляции их по плот-
ности по мере движения вдоль
ЗС. При этом непрерывный электронный поток в ЗС превраща-
ется в поток электронных сгустков. Центрами электронных сгустков
являются электроны типа 2, относительно которых высокочастотное
поле изменяется от ускоряющего на тормозящее.
На рис. 2.8, в показано распределение конвекционного тока iKOHB
промодулированного электронного потока вдоль ЗС. Максимальные
значения iK0HB соответствуют центрам электронных сгустков, расстояния
между которыми близки к длине замедленной волны рассматриваемой
гармоники. В свою очередь, электронные сгустки наводят в ЗС бегу-
щую волну так, что оказываются в тормозящих полупериодах воз-
буждаемой волны. При этом увеличивается амплитуда взаимодейст-
вующей гармоники и происходит торможение электронных сгустков,
в результате чего сгустки смещаются к ускоряющим полупериодам
бегущей волны и догруппировываются под воздействием возрастающей
амплитуды высокочастотного поля. Этот процесс продолжается по
мере продвижения сгустков вдоль системы при соблюдении условий
синхронизма между средней скоростью электронов и фазовой скоростью
взаимодействующей гармоники. За счет возрастания амплитуды взаимо-
действующей гармоники происходит усиление суммарного электромаг-
нитного поля от входа к выходу ЗС.
Для эффективной передачи энергии бегущей волне сформированные
электронные сгустки должны слегка обгонять волну, чтобы находиться
в тормозящих полупериодах (рис. 2.8, б). Поскольку фазовая скорость
волны в ЗС определяется дисперсией и зависит от частоты, то при
фиксированной частоте входного сигнала необходимо подобрать такое
ускоряющее напряжение, при котором скорость электронов несколько
больше фазовой скорости волны. Заметим, что фазовая скорость
нарастающей волны в ЗС с электронным потоком немного меньше,
чемв_системе без электронов, т. е. гф < ифр. Поэтому условие v0 = v^P, т. е.
]/2eV0/m = с/Кзамр, позволяет определить напряжение, при котором
обеспечивается усиление колебаний в замедляющей системе с электрон-
ным потоком. Оно равно Uo л (505/Кзамр)2, где Кзамр - коэффициент
замедления, показывающий, во сколько раз фазовая скорость меньше
скорости света с в свободном пространстве.
30
циента усиления ЛБВ от уско-
ряющего напряжения
Рис. 2.10. Электронные взаимодействия
в ЛОВ
На рис. 2.9 приведена зависимость коэффициента усиления ЛБВ от
ускоряющего напряжения. Коэффициент усиления имеет максимальное
значение при оптимальном ускоряющем напряжении (170)ор1, определяю-
щем наиболее «благоприятную» скорость электронов. Интервал значе-
ний Д17о, определяющих зону усиления ЛБВ, невелик, что свидетель-
ствует о высоких требованиях к подбору значения ускоряющего напря-
жения. За пределами нижней границы зоны усиления, если Uo мало,
электронные сгустки, отставая от бегущей волны, попадают в уско-
ряющие полупериоды и отбирают энергию от электромагнитных
колебаний. При этом входной сигнал затухает в ЗС и ЛБВ превра-
щается в поглощающий ослабитель. При увеличении Uo электронные
сгустки могут, обгоняя волну и приближаясь к положению электрона 4
(рис. 2.8, б), разгруппироваться, вследствие чего прекратится усиление
бегущей волны.
Итак, при взаимодействии электронного потока с высокочастотным полем
ЗС в ЛБВ при выполнении условия фазового синхронизма поле в системе с электрон-
ным потоком является самосогласованным, так как промодулироваиный электрон-
ный поток передает энергию высокочастотному полю, которое его промодулиро-
вало.
При взаимодействии электронов с прямой волной ЗС, когда фазо-
вая и групповая скорости по направлению совпадают, амплитуды
высокочастотного поля и конвекционного тока нарастают от входа к
выходу (см. рис. 2.8, б, в).
Аналогичен характер взаимодействия электронов с высокочастотным
полем ЗС и в лампе обратной волны (ЛОВ). Отличие состоит лишь
в том, что групповая скорость в замедляющей системе ЛОВ направлена
навстречу фазовой скорости, т. е. передача энергии и соответственно
нарастание амплитуды поля направлены против нарастания ампли-
туды конвекционного тока. Поэтому ввод и вывод энергии в ЛОВ
меняются местами в сравнении с ЛБВ. Схема ЛОВ, а также изменение
амплитуды обратной волны и конвекционного тока вдоль ЗС показаны
на рис. 2.10, а, б, в соответственно.
31
Рис. 2.11. Распределение амплитуд напряженности электрического
поля и конвекционного тока вдоль замедляющей системы при
взаимодействии с прямой (а) и обратной (б) волнами
Следует отметить, что в ЛБВ и ЛОВ используются различные ЗС,
обеспечивающие наибольшее сопротивление связи в первом случае на
прямой, во втором — на обратной волне.
В силу того что увеличение плотности модуляции электронного
потока и нарастание электромагнитной энергии в самосогласованном
поле ЛБВ происходят в одном направлении, увеличение амплитуд
Ez„, (кривая I) и /тконв (кривая 2) вдоль замедляющей системы ЛБВ
происходит по экспоненциальному закону (рис. 2.11, а).
В ЛОВ амплитуда конвекционного тока нарастает в том же направ-
лении, что и в ЛБВ, однако амплитуда поля увеличивается от «кол-
лекторного» конца ЗС к концу, обращенному в сторону электронной
пушки (рис. 2.11, б). По мере увеличения амплитуд lmK01IB п Ezm ско-
рость их возрастания в ЛОВ уменьшается, а не увеличивается, как в
ЛБВ, поскольку на выходе ЛОВ там, где велика амплитуда поля,
электронный поток еще недостаточно сгруппирован, а на входе, где плот-
ность группировки электронов максимальна, амплитуда поля неве-
лика.
В ЛОВ всегда имеется внутренняя обратная связь за счет того,
что волна конвекционного тока движется навстречу электромагнит-
ной волне. Эта обратная связь существует в пределах каждой ячейки
замедляющей системы ЛОВ. Рассмотрим контур внутренней обратной
связи (ОС), показанный на рис. 2.12 в пределах одного шага ЗС про-
тяженностью L.
Фазовое условие самовозбуждения при обходе выделенного кон-
тура можно записать в виде
<Pi + соЕ/ь'о + <р2 — coL/Гф = 0, (2.13)
где <р! — угол фазового сдвига между высокочастотным напряжением
в ячейке системы и конвекционным током при модуляции электронов;
coL/t’o — фазовый сдвиг по электронному потоку (ЭП) в пределах шага
системы; <р2 — фазовый сдвиг при наведении высокочастотного напряже-
ния в ячейке пром оду лир о ванным электронным потоком; ioL/Гф — фа-
зовый сдвиг обратной волны в пределах шага ЗС. Углы <р! и <р2 имеют
одинаковые знаки, так как максимум тока отстает от максимума напря-
жения и условие (2.13) приводит к неравенству v0 > гф, при котором
электронные сгустки поддерживают колебания в ЗС. Поскольку гф < гф;,,
то равенство v0 — гфр можно считать фазовым условием самовозбужде-
32
Рис. 2.12. К рассмотрению
фазового условия сагио-
возбуждения в ЛОВ
ния ЛОВ на частоте, определяемой диспер-
сионной характеристикой Гфр(/).
Амплитудное условие самовозбуждения
ЛОВ связано с значением постоянного тока
электронного луча. В том случае, когда ток
меньше пускового значения, ЛОВ может рабо-
тать в режиме регенеративного усиления.
По мере увеличения тока 10 коэффициент
регенеративного усиления К„ — Ркт/Рт воз-
растает (кривая 1 на рис. 2.13) и достигает бесконечности при 10 = /пуск,
после чего ЛОВ возбуждается без подачи входного сигнала (Рвх = 0),
превращаясь в генератор. Выходная мощность, являющаяся мощностью
генерации Рга, (кривая 2 на рис. 2.13), продолжает возрастать по мере
увеличения тока 10.
Электронные приборы с нерезонансными колебательными системами
принципиально широкополосны. Полоса пропускания ЛБВ и диапазон-
ная характеристика ЛОВ определяются шириной полосы прозрач-
ности ЗС.
При взаимодействии электронов с прямой волной, т. е. с нулевой или
положительной пространственной гармоникой, как это имеет место в
ЛБВ, широкая полоса частот может быть обеспечена без изменения
ускоряющего напряжения, если дисперсия слаба или вовсе отсутствует.
Обратимся к типичной дисперсионной характеристике ЗС [5], изобра-
женной на рис. 2.14 в координатах Кзамр и к. Эти координаты удобны
тем, что согласно выражению
= сД’фр = срр/и = к<рр/(2тг L) (2.14)
прямые линии Кзам (X), выходящие из начала координат, соответствуют
постоянным значениям угла фазового сдвига на ячейку системы
<Рр = = <Ро + 2np/q,
где <р0 ~ РоБ — фазовый сдвиг на шаг (ячейку) системы для нулевой
пространственной гармоники; q = d/L — количество ступеней системы,
т. е. количество шагов L, приходящихся на пространственный период
d; р — номер гармоники. Из рисунка видно, что слабая дисперсия, т. е.
Рис. 2.13. К рассмотрению амплитуд-
ного условия самовозбуждения ЛОВ
Рис. 2.14. Общий вид дисперсионной
характеристики ЗС
2 Электронные приборы СВЧ
33
Рис. 2.15. К объяснению электрон-
ной перестройки ЛОВ
Рис. 2.16. Частотные характеристи-
ки регенеративного усиления ЛОВ
слабая зависимость коэффициента замедления от длины волны, возможна
для нулевой и положительных пространственных гармоник, исполь-
зуемых в ЛБВ.
На обратных волнах, дисперсионные характеристики которых для
р= — 1 и —2 изображены пунктиром, всегда имеет место сильная
дисперсия. Поэтому перестройка частоты генерации ЛОВ связана с
изменением ускоряющего напряжения. Такая перестройка, носящая
название электронной перестройки частоты, поясняется рис. 2.15.
На рисунке показано, как построить зависимость частоты ЛОВ от
ускоряющего напряжения f(U0) с помощью характеристики гфр (/), по-
лученной на основании дисперсионной кривой (см. рис. 2.14) и выраже-
ния (2.14), т. е. ифр = 2тгЬ//<рр, а также зависимости средней скорости
электронов от ускоряющего напряжения v0 = ]/2е U0/m исходя из ус-
ловия синхронизма скоростей электрона v0 и фазовой скорости взаимо-
действующей гармоники Гфр. Видно, что частота генерации ЛОВ увели-
чивается с увеличением UQ и с увеличением номера отрицательной
гармоники р. Необходимо отметить, что кривые /(По) на рис. 2.15
построены на основании фазовых условий самовозбуждения ЛОВ
без учета амплитудных условий самовозбуждения, определяемых
пусковыми токами 1ЩСК. «Паразитная» генерация на высших гармони-
ках в ЛОВ может быть устранена за счет выбора тока электронного
луча ниже пускового значения для нежелательной гармоники.
Как уже отмечалось, уменьшая ток ниже пускового для основной
гармоники, можно сорвать генерацию ЛОВ и превратить ее в регене-
ративный усилитель. Фазовые условия самовозбуждения, которые при
этом сохраняются, приводят к сильной зависимости коэффициента реге-
неративного усиления К от частоты при фиксированных значениях
ускоряющего напряжения (рис. 2.16). Коэффициент усиления достигает
максимума на частоте входного сигнала, соответствующей частоте
генерации, согласно кривой электронной перестройки (см. кривую для
р = 1 на рис. 2.15). Благодаря этому регенеративный усилитель обрат-
ной волны обладает высокой избирательностью по частоте входного
сигнала, причем эту избирательность можно регулировать изменением
ускоряющего напряжения.
Раздел второй
Электровакуумные приборы
Глава 3. Клистроны
§ 3.1. Особенности клистронов и их разновидности
Клистроны получили свое название от слова «клизо», что в переводе
с греческого означает «морской прибой». В этом названии удачно
отражена основная особенность клистрона, связанная с модуляцией
электронов по плотности, образованием волн конвекционного тока и
отбором энергии от электронных сгустков, как прибой поступающих
в зазор выходного резонатора.
В отличие от триодов и тетродов СВЧ в клистронах используют
принцип динамического управления электронным потоком. Группировка
электронов в плотные сгустки обеспечивается в них за счет скорост-
ной модуляции электронного потока. Устройство для модуляции
электронов по скорости показано на рис. 3.1. Оно содержит источник
электронов 1 (катод или электронную пушку), ускоряющий электрод 2,
обеспечивающий постоянную (среднюю) скорость электронов v0, и резо-
натор 3, в котором под действием высокочастотного электрического
поля электроны модулируются по скорости в зависимости от того, в
какую фазу поля (тормозящую или ускоряющую) они попали в зазоре
резонатора. Частота модуляции со соответствует частоте сигнала,
поступающего на вход резонатора, и поэтому скорости промодулиро-
ванных электронов определяются выражением v = г0 + vY sin cot, где
vt — амплитуда переменной составляющей скорости, зависящая от глу-
бины модуляции.
После пролета резонатора модуляция электронов по скорости
переходит в модуляцию по плотности, т. е. электроны группируются
в сгустки. Глубина модуляции электронов по плотности определяется
временем пролета электронов, покинувших резонатор, которое должно
быть оптимальным.
Клистроны бывают двух основных разновидностей — пролетные и
отражательные. Они отличаются способами группировки электронов,
вылетевших из резонатора. В пролетном клистроне электроны группи-
руются в расположенной после резонатора трубе дрейфа, в которой
отсутствует электрическое поле, а в отражательном клистроне груп-
пировка происходит в пространстве между резонатором и отрицатель-
ным электродом — отражателем в постоянном тормозящем поле.
2* 35
Рис. 3.1. Схема устройства
для модуляции электронного
потока
электронов в трубе дрейфа
При группировке электронов методом
дрейфа в конце трубы дрейфа размещают
второй резонатор, которому электронные
сгустки передают свою энергию. При груп-
пировке методом постоянного тормозящего
поля электроны в виде сгустков возвра-
щаются к модулятору и передают свою
энергию тому же резонатору, которым они
были промодулироваиы по скорости. В обо-
их методах используют время пролета
или в тормозящем поле, принципы наведе-
ния высокочастотного поля в зазоре резонатора, отбор энергии от
промодулированного электронного потока и разделение функций элек-
тродов.
В пролетных клистронах может быть более двух резонаторов,
поэтому их подразделяют на двухрезонаторные и многорезонаторные.
Отражательные клистроны в основном имеют однорезонаторную кон-
струкцию.
В настоящее время используются еще так называемые гибридные
приборы, в которых наряду с кратковременными взаимодействиями в
«клистронных» резонаторах происходит длительное взаимодействие
в ЗС. К таким приборам относится твистрон, состоящий из двух основ-
ных секций: входной в виде многорезонаторного клистрона и выход-
ной в виде ЛБВ.
К пролетным клистронам относятся также капстраны с распреде-
ленным взаимодействием (КРВ), созданные на основе многозазорных
резонаторов.
Клистроны используют как генераторы, усилители и умножители
частоты. Их разрабатывают практически для любого поддиапазона
сверхвысоких частот. Значения их выходной мощности, к. п. д. и коэф-
фициента усиления не уступают значениям этих параметров у приборов
других типов, а в ряде случаев даже их превосходят.
§ 3.2. Пролетные двухрезонаторные клистроны
Принцип действия. На рис. 3.2 показано устройство двухрезонатор-
ного клистрона, состоящего из катода К, ускоряющего электрода УЭ,
входного модулирующего резонатора Р,, трубы дрейфа ТД, выход-
ного резонатора Р2 и коллектора Кл. На катод подается постоянное
отрицательное напряжение Uo. Ускоряющий электрод, труба дрейфа с
резонаторами и коллектор обычно находятся под нулевым потенциа-
лом (заземлены). Это удобно, поскольку резонаторы связаны с линиями
передачи, а коллекторы в мощных клистронах снабжены системами
жидкостного охлаждения. Для удержания электронного потока на оси
трубы дрейфа и преодоления сил поперечного расталкивания электро-
нов обычно используют фокусирующее постоянное магнитное поле,
направленное вдоль оси трубы дрейфа. Продольное магнитное поле
создают с помощью соленоида или специальной магнитной системы,
36
Bxoff
BbWOff
Рис. 3.2. Схема устройства двух-
рсзонаторного пролетного кли-
строна
Рис. 3.3. Пространственно-временная
диаграмма группирования электронов
в двухрезонаторном пролетном клистроне
состоящей из постоянных магнитов. Диаметр трубы дрейфа выбирают
настолько малым, чтобы на рабочей частоте клистрона она была
запредельным волноводом. В результате этого в канале трубы дрейфа
высокочастотное поле отсутствует и электроны движутся в ней со ско-
ростью, определяемой постоянным напряжением С70 ускоряющего
электрода и высокочастотным напряжением U __ = Ui sin at резонатора,
расположенного перед трубой дрейфа.
Для пояснения процесса преобразования модуляции электронов по
скорости в модуляцию по плотности удобно воспользоваться прост-
ранственно-временной диаграммой (рис. 3.3). Линии z(t), проведенные
на диаграмме, характеризуют движение отдельных электронов, скорость
которых определяется производной dz/dt, т. е. углом наклона линии
z (г) к оси абсцисс. Начало оси ординат расположено в центре зазора
первого резонатора Pt, в котором действует высокочастотное напряже-
ние Ujsincof.
Рассмотрим группировку электронов 1 — 6, влетающих в первый
резонатор в различные моменты времени в течение периода высоко-
частотных колебаний. Из рисунка видно, что центрами электронных
сгустков являются электроны 4, пролетающие зазор резонатора в момент
изменения направления высокочастотного напряжения с тормозящего
на ускоряющее. Вокруг них группируются электроны 3 и 5, наиболее
сильно замедленные (ускоренные) тормозящей (ускоряющей) фазой
электрического поля в зазоре резонатора.
Таким образом, ко второму резонатору Р2 электроны 3 — 5 подхо-
дят плотными сгустками с интервалом во времени, равным периоду
колебаний в первом резонаторе. Если второй резонатор настроен на
ту же частоту, что и первый, то в его зазоре наводится высоко-
частотное напряжение sin cot так, что электронные сгустки оказы-
ваются в максимумах тормозящих полупериодов.
На рисунке также видно, что не все электроны, проходящие мо-
дулирующий резонатор, группируются в сгустки. Например, при сину-
соидальной форме модулирующего напряжения электроны 1—2 и 6 — 1'
не попадают в тормозящий полупериод высокочастотного поля Р2.
Гораздо более эффективным является модулирующее напряжение,
имеющее временную зависимость, показанную на рис. 3.4. В этом
случае доля электронов, не попадающих в сгустки, значительно меньше,
37
Рис. 3.4. Группировка электро-
нов при идеальной форме мо-
дулирующего напряжения
однако обеспечить на практике такую
пилообразную форму модулирую-
щего напряжения на сверхвысоких
частотах весьма трудно. Поэтому для
эффективной группировки электронов
иногда используют модулирующее
устройство, состоящее из нескольких
резонаторов, настроенных на основ-
ную частоту и высшие гармоники. Об-
щий эффект воздействия полей таких
резонаторов на электронный поток в
первом приближении аналогичен действию идеального модулирующего
напряжения. С этой целью в многорезонаторных клистронах часть резо-
наторов настраивают на частоту второй гармоники.
Вернемся к рассмотрению однорезонаторного группирователя. Как
было отмечено, при синусоидальной форме модулирующего напряжения
(см. рис. 3.3) значительная доля электронов попадает в ускоряющий
полупериод высокочастотного электрического поля второго резонатора
и отбирает от него электромагнитную энергию. В наиболее неблаго-
приятных условиях оказываются электроны 1 и Г, которые попадают
в максимумы ускоряющих полупериодов Р2. Однако, поскольку эти
электроны находятся в центрах разгруппировки, плотность конвекцион-
ного тока в максимуме ускоряющего напряжения оказывается мини-
мальной. Максимумы плотности конвекционного тока находятся в
максимумах тормозящих полупериодов. Поэтому в результате взаимо-
действия сгустков электронов с высокочастотным полем второго резо-
натора количество энергии, отобранной от электронного потока, пре-
вышает ее затраты на ускорение электронов 1 (Г).
Мощность колебаний второго резонатора может значительно пре-
вышать мощность входного сигнала, что обеспечивает усиление, а при
наличии обратной связи между вторым и первым резонаторами — и
самовозбуждение двухрезонаторного клистрона.
Элементарная кинематическая теория двухрезонаторного клистрона.
Кинематику двухрезонаторного клистрона рассмотрим в режиме малых
амплитуд. Исходя из рассмотрения кинетической энергии электрона на
+ J/2
выходе из резонатора mv2/2 = mvl/2 + ЛЩ где AW =
eUi . f
--—Sin I (Otj +
rf \
4----1 dz — энергия, сообщаемая электрону высокочастотным полем
«о/
резонатора, получают уравнение скоростной модуляции в виде
v = г0 + vt sin coti,
(3.1)
где

Vi = Mi
vo
2
(3.2)
38
определяет амплитуду переменной составляющей скорости; — коэф-
фициент взаимодействия электронного потока с полем в зазоре первого
резонатора, который определяется через угол пролета зазора первого
резонатора
Вывод уравнения (3.1) аналогичен выводу выражения для наведен-
ного тока (1.12). Из выражения (3.1) видно, что электроны, пролетаю-
щие центр зазора модулирующего резонатора в различные моменты
времени tb имеют разные скорости на выходе из резонатора, причем
скорость вылетающего электрона определяется характером изменения
напряжения в зазоре в течение всего времени пролета. Это отражается
на переменной составляющей скорости г1( зависящей от угла про-
лета Э1.
Время пролета промодулированными электронами центра зазора
второго резонатора на основании (3.1) и (3.2) в режиме малых ампли-
туд можно представить в виде
s s A v, . V1 s A vt . \
t2 ~ й 3--— t ь + I 1 3“ — sin coti| ~ t. 4- — ( 1 — — sin coti I.
t> l>0 \ l’o / vo \ vo /
Таким образом, в линейном приближении фаза прибытия электрона
во второй резонатор cot2 (рис. 3.5, а) в зависимости от фазы вылета
cotx определяется выражением
cot2 — 0 = cot! — X sin cotp (3.3)
Здесь 0 = cos/t'o — угол пролета немодулированного электрона между
центрами резонаторов, расположенными на расстоянии $ один от дру-
гого (см. рис. 3.2);
X = 0о1/оо = 0М1П1/(2ПО) (3.4)
носит название параметра группирования.
Параметр группирования согласно (3.4) зависит от амплитуды моду-
лирующего напряжения Сд и от угла пролета в трубе дрейфа, кото-
рый, в свою очередь, является функцией Uo, поскольку v0 = y2eU0/m.
В отсутствие высокочастотного напряжения (при = 0) параметр X
равен нулю, а фаза прибытия линейно связана с фазой вылета
Рис. 3.5. Фазовая (а) и пространственно-временная (б) диаграм-
мы движения электронов при различных значениях параметра
группирования
39
Рис. З.б. Формы волн конвекционного тока
в двухрезонаторном клистроне при различ-
ных значениях X
rot2 = ® + cof 1 и никакой
группировки электронов не
происходит, так как все они
летят с одинаковой скоро-
стью, равной Го-
Семейству фазовых харак-
теристик (рис. 3.5, а) можно
поставить в соответствие
пространственно-временную
диаграмму (рис. 3.5, б). До-
пустим, что при некото-
ром фиксированном значении
Ui параметр X меняется за
счет изменения длительности
дрейфа s/v0. Тогда при любом
значении X ф 0 зависимости
cot2 (согД нелинейны в соответствии с (3.3).
При этом имеет место группирование электронов. На рис. 3.5, а
видно, что электроны 3 — 5, пролетающие первый резонатор в течение
почти полупериода высокочастотных колебаний, проходят зазор второго
резонатора за время, значительно меньшее полупериода.
В свою очередь, значения X характеризуют различные режимы
группирования электронов и определяют форму волны конвекционного
тока в зазоре второго резонатора i2ltOHB (Рис- 3.6).
Из условия сохранения заряда, пренебрегая оседанием электронов
на сетках резонаторов и на стенках трубы дрейфа, имеем
_ Л> _ /о
^2конв ?
dt2/at} 1 — Л COSCOt i
(3.5)
где в знаменатель входит производная зависимости cot2 («>Н). При
coti = 0 эта производная равна 1 — X и определяется только параметром
группирования. Рассмотрим случаи, при которых упомянутая произ-
водная положительна (X < 1), отрицательна (X > 1) и равна нулю
(X = 1).
Режим, характеризующийся положительным наклоном кривой
cot2 (cot!) в точке перегиба (при coti = 0), для которого X < 1, называют
недогруппировкой электронов, поскольку при X = 1 происходит более
интенсивная их группировка. Если X = 1, то касательная к кривой
cot2 (coti) в точке перегиба (см. рис. 3.5, а) имеет нулевой наклон по отно-
шению к оси абсцисс. Это означает, что происходит максимальное
уплотнение электронов вокруг электрона 4, для которого coti = 0
(рис. 3.5, б). При этом согласно (3.5) конвекционный ток становится
бесконечно большим.
При X > 1 имеет место режим перегруппировки электронов, который
характеризуется тем, что касательная при coti = 0 имеет отрицательный
наклон, а кривая cot2(coti) имеет два экстремума вблизи roti = -я/2 и
roti = +я/2 (см. рис. 3.5, а). При этом электронный сгусток, ранее соот-
ветствовавший режиму X = 1, раздваивается. Один сгусток образуется
электронами 2 и 5, одновременно прилетающими во второй резонатор,
40
другой — электронами 5 и 6, также имеющими одинаковую фазу при-
бытия во второй резонатор (см. рис. 3.5, а, б). Первая группа электро-
нов подлетает к резонатору с опережением по фазе, вторая — с отстава-
нием и характеризуется несколько большим углом пролета трубы
дрейфа, чем электроны 4.
В режиме перегруппировки электронов волна конвекционного тока
приобретает более сложную форму, так как в течение одного периода
появляются два бесконечно больших выброса тока, соответствующих
раздвоению электронного сгустка.
Заметим, что наличие электростатических (кулоновских) сил растал-
кивания между электронами препятствует неограниченному их сближе-
нию и бесконечному нарастанию конвекционного тока (рис. 3.7, а). Силы
электростатического расталкивания возрастают по мере сближения
электронов, что приводит к изменению продольной скорости электронов
в тонком пучке и исключает их взаимный обгон, характеризующийся
пересечением электронных траекторий на пространственно-временной
диаграмме.
Образование электронных сгустков в этом случае соответствует
максимальному сближению электронов. Из рис. 3.7, а видно, что в течение
одного периода высокочастотных колебаний в сечении zx образуется
один электронный сгусток, а в сечении z2 — два, как и в случае обгона
электронов (см. рис. 3.5, б).
На рис. 3.7, б показаны две волны конвекционного тока, наблюдае-
мые в сечениях zx и z2 с учетом влияния кулоновских сил. Из сравнения
с рис. 3.6 видно, что силы электростатического расталкивания сглажи-
вают остроту пиковых выбросов в волне конвекционного тока при
X > 1, но тем не менее переменная составляющая конвекционного
тока пролетного клистрона имеет резко несинусоидальный характер,
зависящий от амплитуды модулирующего напряжения и длительности
дрейфа.
Для определения высокочастотной мощности, выделяющейся во
втором резонаторе, необходимо получить выражение для наведенного
тока, обусловленного конвекционным током в зазоре второго резона-
тора. Форма зависимости конвекционного тока от времени или от фазы
пролета электронами центра зазора второго резонатора известна: она
Рис. 3.7. Группировка электронов (а) и волны
конвекционного тока (б) при учете сил электро-
статического расталкивания
41
является хотя и сложной, но периодической функцией (см. рис. 3.6 и 3.7) и
может быть представлена в виде гармонического ряда Фурье.
В качестве аргумента в выражении для конвекционного тока удобно
использовать величину а = a>t2 — 0, относительно которой рассматри-
ваемый ток является четной функцией. Поэтому при разложении в ряд
Фурье можно ограничиться только четными членами и представить
ток 12№11В в виде
(3.6)
где
<2конвcos nada, и = 0, 1, 2, ...
(3-7)
Получим выражение [2коив без учета действия сил пространственного
заряда. Согласно (3.3), a = 0 — X sin 0, где 0 = и a = a>t2 — ®- Пере-
пишем выражение (3.5), учтя, что d^ = adt1, а da = a>dt2:
Подставляя (3.8) в (3.7), получаем для и = О
ро d0,
а для и / О
2 Г
А„ = — Io cos (п0 — пХ sin 0) <70.
(3.9)
Поскольку
cos (n0 — пХ sin 0) d0 = J„ (пХ)
есть интегральное выражение функции Бесселя первого рода n-го порядка,
(3.9) запишем в виде
Ап = 2I0Jn (пХ).
Подставляя найденные значения постоянной составляющей .40/2
и амплитуды А„ п-й гармоники ряда Фурье в (3.6), получаем выражение
42
конвекционного тока в зазоре второго резонатора
12КОНВ = 10 + 210 X Jn (пХ) COS [я (юг2 - 0)]. (3.10)
п= 1
Как и следовало ожидать, постоянная составляющая конвекционного
тока равна непрерывному току катода 10. Выражение (3.10) является
приближенным еще и потому, что получено в предположении малых
амплитуд и в отсутствие сил электростатического расталкивания элект-
ронов.
Зная конвекционный ток, найдем ток 12,|авс.з> наведенный во втором
резонаторе. Амплитуда n-й гармоники конвекционного тока, посту-
пающего в зазор второго резонатора, согласно (3.10),
ЛГ = 2I0J,,(nX).
Амплитуда наведенного тока во втором резонаторе отличается от
амплитуды конвекционного тока в М2„ раз, где М2п — коэффициент
взаимодействия электронного пучка с высокочастотным электриче-
ским полем в зазоре второго резонатора при частоте n-й гармоники.
Тогда амплитуда я-й гармоники наведенного тока
ПГ’Д = М2п1 5“1В = 2I0M2aJ„ (пХ), (3.11)
а коэффициент взаимодействия
_ sin(92„/2)
где Э2„ ~ угол пролета электрона в зазоре второго резонатора при частоте
n-й гармоники.
Высокочастотная мощность во втором резонаторе, определяемая
наведенным током и высокочастотным напряжением,
Р2„ = 0,5L/2„/2“!'c 'cos ф,
где U2n — амплитуда высокочастотного напряжения; ф — угол фазового
сдвига между наведенным током и высокочастотным напряжением.
Для того чтобы мощность отдавалась, а не отбиралась электрон-
ным потоком, высокочастотное напряжение должно быть тормозящим.
Из физических соображений ясно, что оптимальным углом является
ф = тг, при котором отдаваемая мощность на я-й гармонике с учетом
(З.И)
Р2п = — ^0^2»^2„-/п (пХ), (3.12)
так как при этом созф = — 1. Знак минус в (3.12) определяет электрон-
ный поток как источник высокочастотной мощности.
Определим электронный к. п. д. двухрезонаторного клистрона:
1Ъ = ~Pin/P0.
где Ро = U0I0 — мощность постоянного тока, подведенная к электрон-
ному потоку. Используя (3.12), получаем
Pi=M2„U2llJ,,(nX)/U0. (3.13)
43
При малых углах пролета, близких к нулевому значению, М2п -> 1,
а максимальная амплитуда высокочастотного напряжения не должна
превышать Uo, иначе в максимуме тормозящего полупериода электроны
не пройдут через зазор выходного резонатора, а будут отброшены
назад в трубу дрейфа.
Следует заметить, что при значительных углах пролета отношение
U2/Uo может быть больше единицы, так как электроны не успевают
возвратиться в трубу дрейфа за время тормозящей фазы. Однако при
больших углах пролета М2„ < 1.
Если считать, что в оптимальном случае M2„U2„/C0 = 1, то макси-
мальный электронный к. п. д. определяется функцией Бесселя первого
рода и-го порядка Пэтах = Л, (пХ), как это следует из (3.13).
На рис. 3.8 приведены графики функций Бесселя первого рода н-го
порядка, из которых видно, что функции Бесселя первого рода проходят
через максимумы при оптимальных значениях аргумента (параметра
группирования Xopt). Таким образом, наибольший электронный к. п. д.
двухрезонаторного клистрона исходя из максимально возможного
значения отдаваемой мощности на п-й гармонике, согласно элементар-
ной кинематической теории, определяется формулой
Нлэтах = n (ft-Xopt)-
Оптимальные значения параметров группирования для различных
гармоник и соответствующие им электронные к. п. д. приведены в
табл. 3.1 и на рис. 3.9, откуда видно, что идеальный к. п. д. двухрезо-
наторного клистрона достаточно высокий и мало убывает с ростом
номера гармоники. Именно поэтому двухрезонаторные клистроны
могут быть использованы в качестве умножителей частоты. Надо
отметить, что конвекционный ток пролетного клистрона гораздо богаче
насыщен высшими гармониками, чем ток в электронном приборе
любого другого типа, в том числе и в кристаллическом диоде.
Оптимальное значение параметра группирования всегда больше
единицы, и поэтому наилучшей формой волны конвекционного тока с
точки зрения эффективности взаимодействия электронов с высоко-
частотным полем выходного резонатора является кривая с двумя пиками.
JnlnX)
Щ V 1.55 №
Рис. 3.8. Функции Бесселя первого
рода п-го порядка
Рис. 3.9. Максимальные значе-
ния электронного к. п. д. и оп-
тимальные значения параметров
группирования для различных
гармоник в выходном резона-
торе двухрезонаторного кли-
строна
44
Таблица 3.1. Оптимальные значения параметров группирования и к. п. д. для
различных гармоник
Параметр п 1 2 | 3 | 4 | 8 | 10 | 16 | 24
A’opi Л п э max 1,84 1.53 1,4 1,35 1.22 1.2 1,13 1,09 0,58 0,49 0,43 0,35 0,32 0,3 0,26 0,24
При этом конвекционный ток близок по форме к прямоугольному
импульсу (см. рис. 3.7, б).
Теоретически наибольший электронный к. п. д. двухрезонаторпого
клистрона равен 58%, если выходной резонатор настроен па частоту
входного сигнала (н = 1, т|згоах = 0,58 и -Yop, = 1,84). Однако это значение
электронного к. п. д. нереально, так как оно получено из приближен-
ной линейной теории пролетного клистрона без учета действия сил
электростатического расталкивания, токооседанпя в резонаторах и на
стенках трубы дрейфа, а также других факторов, связанных со слож-
ными пролетными явлениями в зазорах резонаторов.
Из нелинейной теории следует, что при увеличении амплитуды высо-
кочастотного напряжения во входном резонаторе и строгом учете
пролетных явлений в зазорах обоих резонаторов может быть полу-
чено еще более высокое значение электронного к. п. д. Однако электро-
статическое расталкивание, не позволяющее получать плотные сгустки
электронов, приводит к снижению электронного к. п. д.
Это происходит за счет поперечной и продольной разгруппировки
электронов. Силы электростатического расталкивания, действующие в
поперечном направлении, приводят к расширению электронного потока
и к оседанию электронов на стенках трубы дрейфа. Продольная разгруп-
пировка (см. рис. 3.7) приводит к тому, что линии пространственно-
временной диаграммы не пересекаются, а расходятся (см. рис. 3.7).
При этом уменьшается плотность электронных сгустков и сглажи-
ваются остроконечные пики волны конвекционного тока. Амплитуды
всех гармоник уменьшаются, что приводит к снижению выходной мощ-
ности.
На практике предпринимают ряд мер, препятствующих разгруп-
пировке электронов в клистронах. Поперечная разгруппировка может
быть существенно ослаблена путем увеличения фокусирующего поля
при использовании магнитной или электростатической фокусирующих
систем. Устранить продольную разгруппировку электронов гораздо
труднее. Однако введение дополнительных резонаторов способствует
улучшению продольной группировки электронов, а ее учет позволяет
оптимизировать параметры пролетного клистрона.
Насколько важен учет продольной разгруппировки электронов в мощ-
ных пролетных клистронах, поясним следующим примером. Известно
[4], что под воздействием пространственного заряда параметр груп-
пирования уменьшается до
X' = sin (qs) X/(qs). (3.14)
45
В выражение (3.14) входит параметр пространственного заряда q,
который определяется через плазменную длину волны Л.пл:
q = 2тгДпл. (3.15)
В свою очередь,
где Jo и Uo — плотность постоянного тока и ускоряющее напряжение.
Из (3.14) и (3.15) видно, что при длине дрейфа, равной половине плазмен-
ной длины волны, т. е. при s = 0,5 параметр группировки X' умень-
шается до нуля и электронный поток полностью разгруппировывается.
Чем больше плотность тока, тем легче разгруппировывается электрон-
ный поток. Например, при Jo = 1 А/см2 и V0 = 5 кВ согласно (3.16)
Хпл = 12 см, т. е. X' = 0 при s = 6 см. Таким образом, учет пространст-
венного заряда в пролетном клистроне очень важен для правильного
выбора длины дрейфа и получения максимального электронного к. п. д.
Применение двухрезонаторных клистронов. Двухрезонаторные кли-
строны используют в основном как генераторы и умножители частоты.
Усилители на двухрезонаторных клистронах имеют ограниченное
применение, так как они не обладают высокими значениями коэффи-
циентов усиления. Реальное значение коэффициента усиления двухре-
зонаторного клистронного усилителя не превышает 10 — 15 дБ в довольно
узкой полосе частот (менее 1 %). Значение к. п. д. тоже невелико — по-
рядка 10—15%.
С увеличением числа резонаторов в пролетном клистроне появляются
возможности увеличить коэффициент усиления и к. п. д. Это будет
видно при рассмотрении принципа действия каскадных (многорезо-
наторных) клистронов, которые широко используют в качестве усили-
телей.
Для создания клистронного генератора на основе двухрезонаторного
клистрона необходимо обеспечить положительную обратную связь
между выходным и входным резонаторами. На рис. 3.10 показаны два
варианта обратной связи с помощью коаксиальной линии обрат-
ной связи 1 и отверстия связи 2 в общей стенке обоих резонаторов.
Рис. 3.10. Схемы клистронпых генераторов с линией обратной
связи (а) и отверстием связи (6)
46

Амплитудные условия самовозбуж-
дения, т. е. степень связи, в первом
случае обеспечиваются за счет разме-
ров и (или) поворотов петель связи,
во втором — зависят от диаметра
отверстия связи.
Фазовые условия самовозбужде-
ния двухрезонаторного клистрона
можно пояснить пространственно-
временной диаграммой, показанной
Рис. 3.11. Пространственно-времен-
ная диаграмма двухрезонаторного
клистрона с обратной связью
на рис. 3.11. Через (р^ обозначен фазовый угол обратной связи, т. е.
фазовый сдвиг между колебаниями во втором и первом резонаторах.
Из диаграммы видно, что оптимальный угол пролета в трубе дрейфа
0ор1, при котором электронные сгустки попадают во второй резонатор
в максимуме тормозящего полупериода, связан с фазовым углом (рос
выражением
<Рос + ®opt = 2л (л + 3/4);
(3.17)
где и = 0, 1, 2, ... определяет количество периодов высокочастот-
ных колебаний, которые пропускает немодулированный электрон за
время движения в трубе дрейфа. Оптимальный угол пролета 0opt
обеспечивается при определенной скорости электронов гор1, которая свя-
зана с оптимальным ускоряющим напряжением
ОР’ %. /2el70opt/m’
где s — протяженность трубы дрейфа.
Из (3.17) и (3.18) получаем фазовое условие самовозбуждения двух-
резонаторного клистронного генератора
Сй5
—г тт- , + <рос = 2л(и + 3/4). (3.19)
]/2el/0opt/m
Амплитудное условие самовозбуждения можно получить из рас-
смотрения активной электронной проводимости, а именно используя
выражение (3.12) для основной (первой) гармоники наведенного тока в
двухрезонаторном клистроне: Рэ = -I0U2M2J1 (A) = 0,5 U2G3, откуда с
учетом того, что Ut = kU2 = 2U0X/((DMнаходим выражение для
активной электронной проводимости двухрезонаторного клистронного
генератора в виде
G3= (3.20)
А
где Go = Io/Uo — проводимость по постоянному току; к — коэффи-
циент обратной связи по напряжению между выходным и входным
резонаторами.
Так как X ~ UY, a Ur = kU2, то из (3.20) следует, что зависимость
G3((7,) соответствует зависимости f(X) = IokJ1 (Х)/Х при постоянном
Uo (рис. 3.12). Приведенные на рисунке амплитудные характеристики
47
электронных проводимостей свидетельствуют о том,, что клистрон
является генератором с «мягким» самовозбуждением (см. § 2.1 и рис. 2.2).
Амплитудное условие самовозбуждения характеризуется точкой
пересечения кривой 1 на рис. 3.12 с прямой полной активной проводи-
мости, определяемой отношением характеристической проводимости
резонатора к его нагруженной добротности: — G, = GnalH = YJQ„.
Кривая 2, касающаяся линии GnMH, соответствует минимальному
значению коэффициента обратной связи kmin и пусковому току /луск.
Она определяет стартовый режим, при котором генерация еще отсут-
ствует. Из амплитудного условия самовозбуждения с учетом (3.17),
(3.20) и равенства Jj (Х)/Х - 0,5 при X = 0 получаем выражение для
пускового тока двухрезонаторного клистронного генератора:
I =_____________--------------- (3 21)
луск M1M2QHk [2л (п + 3/4) - <рос] ’
Если Yc = 0,01 См, U0 = 1,5 кВ, Мг = М2 = 0,9, (?„ = 200, п = 2 и <рос = л/2,
то из (3.21) получаем 7пуск = 40 мА и /стш = 0,3.
По мере увеличения постоянного тока (или коэффициента обрат-
ной связи) мощность генерации возрастает от нулевого значения
согласно выражению Ргт — 0,5 U2rCHGB. Значение С;геи на рис. 3.12 опре-
делено пересечением кривой — G3 (U2) с линией GnoJI„.
Вернемся к анализу фазового условия самовозбуждения (3.12),
которое определяет максимальный отбор энергии от электронных
сгустков. Отметим, что энергия может передаваться не только тогда,
когда электронный сгусток попадает в максимум тормозящего поля,
но и в течение той части тормозящего полупериода, где значения
| cos ф | достаточно велики для выполнения амплитудных условий само-
возбуждения. Напомним, что (3.20) получено для cos ф — —1, т. е. для
случая, когда наведенный ток и высокочастотное напряжение нахо-
дятся в противофазе (<р = л).
Участок тормозящего полупериода, где выполняются амплитуд-
ные условия самовозбуждения, определяет ширину зоны генерации, пред-
ставляющую собой зависимость генерируемой мощности от уско-
ряющего напряжения. Из выражения (3.19) можно определить ряд
дискретных зон генерации, характеризующихся различными номерами п
(рис. 3.13). Из выражения (3.19) и рис. 3.11 видно, что по мере увеличения
ускоряющего напряжения, т. е. увеличения скорости электронных
сгустков, номер зоны генерации уменьшается.
«Двугорбый» характер зоны генерации объясняется наличием
резонаторной системы, состоящей из двух связанных резонаторов.
В такой системе существует два вида колебаний с близкими частотами,
но различными фазами. Наличие различных резонансных частот (со1
и и2) и фазовых сдвигов по линии обратной связи (<рос! и <рос2) приводит
к появлению двух значений оптимальных напряжений С'О1 и Uo2
(рис. 3.13) в одной зоне генерации. Расстройка резонансных частот До> =
= <»2 — и соответственно глубина «провала» в зоне генерации за-
висят от степени электромагнитной связи между резонаторами. При
сильной обратной связи зона генерации может даже раздваиваться.
При изменении ускоряющего напряжения в пределах каждой зоны
48
Рис. 3.12. К пояснению амплитудных
условий самовозбуждения двухрезона-
торного клистрона:
I — > ^пуск (Р -* Pmin): 2 — Iq ~ ^пуск (Р ~
= Pmin)
Рис. 3.13. Зоны генерации двух-
резонаторного клистрона
генерации частота колебаний изменяется. Это происходит вследствие
изменения фазы прибытия электронных сгустков в зазор второго
резонатора, где они наводят высокочастотное поле. Например, при
некотором увеличении напряжения относительно его оптимального
значения время пролета сгустков в трубе дрейфа сокращается и они,
передавая энергию выходному резонатору, раньше, чем в оптимальном
режиме, увеличивают частоту колебаний (рис. 3.13). Это явление, нося-
щее название электронной перестройки частоты, характеризуется тем,
что произведение ХгС„П0 мало изменяется в пределах зоны генерации
клистрона. То, что ^sliU0 и const, следует из выражения
Ю—= 2п (и + 3/4) - <рос « const.
|/2е U0/m
Электронная перестройка невелика и составляет менее 1 %. Она
сопровождается потреблением мощности от источника постоянного
тока, так как управление частотой связано с изменением напряжения
питания. В этом отношении двухрезонаторные клистроны уступают
отражательным, в которых электронная перестройка осуществляется
без затраты мощности. Из-за перечисленных недостатков электронную
перестройку в двухрезонаторных клистронных генераторах обычно не
используют.
Перестройку частоты генерации можно осуществить за счет меха-
нической перестройки резонаторов. Однако она неудобна для практики,
так как необходимо перестраивать оба резонатора. При этом желательно,
чтобы значение обратной связи было оптимальным на каждой из
частот.
Клистронные генераторы выпускают для частотных диапазонов
от 5 до 40 ГГц с выходной мощностью от 1 до 10 Вт в непрерывном
режиме [6]. При этом ускоряющие напряжения составляют от 1 до
4 кВ. Значения к. п. д. имеют такой же порядок, как и у двухрезонаторных
клистронных усилителей, т. е. достигают 10%. Основное достоинство
клистронных генераторов в том, что они обладают сравнительно высо-
кой стабильностью частоты генерации, а также имеют небольшие раз-
меры и массу.
49
Согласно данным, приведенным в работе [6], стабильность частоты
двухрезонаторных клистронных генераторов характеризуется значением
ТКЧ =+(0,1 ч-0,25) МГц/°С при /=54-40 ГГц; амплитудные шумы
в полосе 1 кГц на расстоянии 10 кГц от несущей на 125 дБ ниже
уровня несущей. Размеры четырех ваттного клистрона полуторасанти-
метрового диапазона длин волн: длина 7,5 см и диаметр 5 см, его
масса 0,26 кг. Массы двух- и трех-сантиметровых десятиваттных кли-
стронов находятся в пределах 0,15 — 0,7 кг.
Клистронные генераторы используют в передатчиках радиомаяков,
доплеровских и радиорелейных станций, для накачки параметрических
усилителей, а также для различных исследований в области физики.
Двухрезонаторные клистронные усилители и генераторы по пара-
метрам не могут конкурировать с рядом других типов приборов СВЧ,
например, с многорезонаторными клистронными усилителями и маг-
нетронными генераторами. Однако двухрезонаторные клистроны удоб-
но использовать в качестве умножителей частоты.
Возможность эффективного умножения частоты обусловлена бога-
тым содержанием высших гармоник в волне конвекционного и на-
веденного токов в выходном резонаторе, причем электронный к. п. д.
довольно медленно уменьшается с ростом номера гармоники: вплоть
до десятой гармоники т|э выше 30% (см. табл. 3.1 и рис. 3.19).
На рис. 3.14 представлена схема устройства умножительного кли-
строна с выходным резонатором, настроенным на частоту, кратную
частоте входного сигнала. Первый резонатор Р1; настроенный на низ-
кую частоту входного сигнала, имеет большие габариты в индуктив-
ной части и малое расстояние между сетками для увеличения
емкости резонатора. Входной сигнал поступает через коаксиальный
ввод энергии. Второй резонатор Р2 с волноводным выводом энергии
имеет гораздо меньшие габариты и увеличенное расстояние 52 между
сетками в целях уменьшения емкости для обеспечения высокой частоты
выходного сигнала.
Заметим, что максимум электронного к. п. д. для высших гармо-
ник начиная с п = 2 достигается при значениях параметра группи-
ровки 1,5 > Xopt > 1 (см. рис. 3.9). Из этого рисунка также видно, что
по мере увеличения кратности умножения частоты, т. е. при увеличе-
нии номера гармоники, сужается
метра группирования.
Рис. 3.14. Схема устройства умно-
жителя частоты
интервал приемлемых значении пара-
Поскольку X = &1М rsU J {2v0U 0),
необходимо поддерживать опреде-
ленное соотношение между высоко-
частотной амплитудой Ui и уско-
ряющим напряжением Uo. Это озна-
чает, что при изменении значения
входного сигнала необходимо регули-
ровать ускоряющее напряжение. Од-
нако и ускоряющее напряжение, и
мощность входного сигнала не долж-
ны быть малыми. Если учесть электро-
статическое расталкивание и формулы
50
(3.14) — (3.16), то нетрудно установить, что для сохранения оптималь-
ного значения параметра группирования X' следует уменьшать па-
раметр пространственного заряда q за счет увеличения Uo-
Качество работы умножителя частоты оценивается потерями
преобразования (дБ)
L,,p = 10 lg(PBX/PBblx „).
Величину К„р = г’выхи/г’вх называют коэффициентом преобразования
входного Рвх(л — 1) в выходной Рвых„ сигнал н-кратной частоты.
Чем меньше потери преобразования, тем выше коэффициент пре-
образования и качество умножителя. Значения коэффициента преобра-
зования двухрезонаторных клистронов самые высокие среди коэффи-
циентов других типов умножителей частоты, включая и умножители
на варакторных диодах СВЧ. Если в полупроводниковых умножите-
лях потери преобразования в лучшем случае удается снизить до
2 — 4 дБ при удвоении и утроении частоты, то в клистронных умно-
жителях при малых значениях п умножение частоты может сопро-
вождаться усилением входного сигнала, при котором потери преобра-
зования отрицательные, а коэффициент преобразования больше едини-
цы (^ВЫХ/Г > РВХ)-
Недостатком двухрезонаторного клистронного умножителя частоты
является низкий к. п. д.
П = -Рвых./С^О + Рвх)’
который составляет единицы процентов.
Итак, по значению к. п. д. клнстронные умножители существенно уступают
умножителям частоты на полупроводниковых диодах, к. п. д. которых может
достигать 80%. Однако так как значение к. п. д. двухрезоиаторного клистрона
мало изменяется с ростом номера гармоники, то в клнстронном умножителе можно
реализовать двадцатикратное умножение частоты с длиной волны выходною
сигнала около 0,4 мм.
Умножители частоты на двухрезонаторных клистронах конструи-
руют для работы на гармониках от 3-й до 10-й и вследствие малого
значения к. п. д. рассчитывают на выходные мощности менее 1 Вт.
§ 3.3. Многорезонаторные усилительные
клистроны
Возможности создания каскадных клистронов. Для повышения коэф-
фициента усиления клистронных усилителей может быть использо-
вано каскадное соединение нескольких двухрезонаторных клистронов
(рис. 3.15).
Коэффициент усиления двухкаскадной цепочки с развязывающими
вентилями между каскадами (рис. 3.15, я) определяется выражением
Ку = 101g(PBbIx2/PBxl) = 101g(^"x|PBb-/"^ = Kyl + Kj2 - Li;
\ *вх 1*вх2*вых 1 /
51
Рис. 3.15. Схемы устройства двухкаскадной цепочки («) и трех-
резонаторного клистрона ((5)
где и Ку2 - коэффициенты усиления 1-го и 2-го каскадов; Lx =
= 101g (Рвих,/Рвх2) - межкаскадные потери, включая потери в вентиле.
Коэффициент усиления «-каскадной цепочки выражается форму-
лой (дБ)
КУ= (3.22)
i=l ; = 1
откуда следует, что межкаскадные потери снижают коэффициент уси-
ления цепочки.
На рис. 3.15,6 изображен трехрезонаторный клистрон, эквивалент-
ный двухкаскадной цепочке. В трехрезонаторном клистроне выходной
резонатор первого клистрона объединен со входным резонатором вто-
рого, более мощного, клистрона. Это приводит к уменьшению числа
резонаторов. Если в N-каскадной цепочке имеется 2N резонаторов,
то в аналогичном многорезонаторном клистроне, содержащем N труб
дрейфа, число резонаторов равно N -f- 1. При этом исключаются соеди-
нительные кабели и вентили, отсутствуют межкаскадные потери, про-
межуточные резонаторы оказываются ненагруженными и в них разви-
ваются высокочастотные колебания с более высокими амплитудами.
Кроме того, упрощается схема питания клистрона благодаря исполь-
зованию общего электронного луча. Все это обеспечивает повыше-
ние коэффициента усиления и уменьшение потребляемой от источников
питания мощности, т. е. повышение общего к. п. д.
Помимо указанных преимуществ многорезонаторных клистронов
перед каскадными цепочками следует отметить еще возможность улуч-
шения группировки электронов путем обеспечения так называемой
каскадной группировки.
Принцип каскадной группировки электронов. Рассмотрим группировку
электронов в трехрезонаторном клистроне с помощью пространствен-
но-временной диаграммы, построенной на рис. 3.16. Будем считать,
что все резонаторы настроены на одну частоту. Проследим за ско-
ростной модуляцией и движением в первой и второй трубах дрейфа
электронов типа 1—4.
52
Рис. 3.16. Пространственно-
временная диаграмма трех-
резонаторного клистрона
Рис. 3.17. Фазовая диаграмма («) и форма
волны конвекционного тока (б) в выходном
резонаторе трехрезонаторного клистрона
Группировка в перрой трубе дрейфа, где действует высокочастот-
ное напряжение U, sin a>t, происходит вокруг электрона 2, и электрон-
ный сгусток, включающий электроны 1—3, наводит во втором резо-
наторе высокочастотное напряжение U2 sin cot. Как и в двухрезонатор-
ном клистронном усилителе, фаза напряжения второго резонатора
определяется тем, что электронные сгустки оказываются в максимумах
тормозящих полупериодов. Амплитуда напряжения U2 значительно
превышает амплитуду напряжения в выходном резонаторе двухрезо-
наторного клистрона, так как в данном случае второй резонатор явля-
ется промежуточным и его нагруженная добротность равна собствен-
ной е,12 = е02.
Электрон 4, вылетевший из первого резонатора со сдвигом во вре-
мени на полпериода относительно электрона 2, оказывается в мак-
симуме ускоряющего полупериода во втором резонаторе.
Принцип каскадной группировки заключается в том, что второй
резонатор выступает в качестве дополнительного группирователя, ко-
торый тормозит электронные сгустки и ускоряет электроны 4, про-
летающие на полпериода позже сгустков. Скоростная модуляция во
втором резонаторе оказывается весьма интенсивной вследствие боль-
шой амплитуды высокочастотного напряжения U2. Поэтому электрон
4 догоняет электронный сгусток в зазоре третьего резонатора.
Таким образом, если в двухрезонаторном клистроне электрон 4
являлся «неблагоприятным», так как отбирал энергию в выходном
резонаторе, то в трехрезонаторном клистроне он группируется с теми
электронами, которые отдают энергию высокочастотному полю выход-
ного резонатора. Действие первого и второго резонаторов, а также
пространства дрейфа между ними аналогично действию идеального
модулятора, к зазору которого приложено пилообразное напряжение
(см. § 3.2 и рис. 3.4).
То, что входная двухрезонаторная секция многорезонаторного кли-
строна по своим свойствам приближается к идеальному группирова-
телю, иллюстрируется фазовой диаграммой, представленной на
рис. 3.17, а, полученной на основании кинематической теории трехрезона-
торного клистрона подобно диаграмме, приведенной на рис. 3.5. На оси
абсцисс отложена фаза вылета электрона из первого резонатора, а
53
по оси ординат at3 — (0j + 02), где cot3 — фаза прибытия электрона в
третий резонатор; 0! и 02 — углы пролета первой и второй труб
дрейфа.
Штриховой линией, соединяющей точки АБВГ на рис. 3.17, а, пока-
зана фазовая диаграмма идеальной группировки, когда все электроны,
покидающие первый резонатор в течение периода высокочастотных
колебаний, одновременно прибывают в третий резонатор. Сплошной
кривой показана теоретическая фазовая диаграмма трехрезонаторного
клистрона, которая характеризуется четырьмя экстремумами вблизи
нулевых значений фазы <of3 — (0j + 02). Видно, что фазовая диаграмма
трехрезонаторного клистрона аналогична диаграмме идеальной груп-
пировки электронов.
На рис. 3.17,6 показана форма волны конвекционного тока iKOI)n3
в зазоре третьего резонатора за время периода электромагнитных
колебаний. Кривая конвекционного тока имеет четыре пика, соответ-
ствующих экстремумам фазовой диаграммы. Поэтому форма волны
тока /ко„в3 приближается к прямоугольной и идеальной с точки зре-
ния эффективного отбора энергии от электронных сгустков (см. § 1.1
и рис. 1.6). За счет принципа каскадной группировки электронов теоре-
тический предел электронного к. п. д., как это следует из элементар-
ной кинематической теории, в трехрезонаторном клистроне достигает
значения т|этах = 73,8% против 58,2% для двухрезонаторного клистрона.
Коэффициент усиления и к. п. д. миогорезонаториого клистрона.
Коэффициент усиления многорезонаторного клистрона определяется
количеством каскадов. Усиление на один каскад в нем оказывается
существенно большим, чем в двухрезонаторном клистроне. Как уже
отмечалось, это связано с тем, что промежуточные резонаторы кас-
кадного клистрона не нагружены и в них развиваются высокочастот-
ные колебания большой амплитуды даже в условиях недогруппировки
электронов при малом входном сигнале.
Для TV-резонаторного клистрона оказывается справедливым приб-
лиженное эмпирическое выражение (дБ)
Ктм К 15 + (N - 2) 20, (3.23)
определяющее максимальное значение коэффициента усиления. Повы-
шение коэффициента усиления с увеличением числа каскадов при неиз-
менной мощности источника постоянного тока в основном объясняется
не увеличением выходной мощности, а возможностью снижения мощ-
ности входного сигнала, вследствие того что все резонаторы, кроме
последнего, выполняют роль каскадных группирователей.
Из (3.23) следует, что в семирезонаторном клистроне можно полу-
чить усиление более 100 дБ. Однако при таком усилении клистрон
легко самовозбуждается из-за трудноустранимой паразитной обратной
связи между выходом и входом усилителя.
Рассмотрим некоторые возможности достижения больших к. п. д.
в каскадных клистронах. Отметим, что максимальное значение к. п. д.
(73,8%), полученное из элементарной кинематической теории, оказы-
вается существенно завышенным. Реальный к. п. д. трехрезонаторного
клистрона, включенного по схеме рис. 3.16,6, около 30%. Более
54
высокие значения к. и. д. многорезонаторных клистронов получают в
следующих случаях.
1. Увеличение к. п. Д. достигается методом рекуперации, при котором
не использованная электронами энергия возвращается в источник по-
стоянного тока. Рекуперация в электронных приборах по своему фи-
зическому смыслу аналогична возврату электрической энергии во внеш-
нюю цепь электродвигателя при его торможении.
Торможение электронных сгустков в основном происходит в высо-
кочастотном поле выходного резонатора, которому электроны передают
кинетическую энергию, полученную от источника постоянного тока.
Полная передача энергии (со 100 %-ным электронным к. п. д.) означает
снижение скорости электронов до нуля на выходе из зазора резо-
натора. Последнее обеспечить, естественно, не удается, и электроны
вылетают из выходного резонатора к коллектору с конечными ско-
ростями. Рекуперация достигается путем снижения потенциала кол-
лектора по отношению к потенциалу резонаторной системы с тру-
бами дрейфа, что обеспечивает дальнейшее торможение электронов на
участке между выходным резонатором и коллектором, т. е. в цепи
постоянного тока. При этом электронный поток возвращает часть
энергии в источник питания.
Из рис. 3.18 видно, как подается напряжение на коллектор много-
резонаторного клистрона с рекуперацией. В схеме использованы два
источника питания. Один из них подключен к ускоряющему электроду
и многорезонаторной системе с трубами дрейфа, другой — к коллектору.
Напряжение Uo первого источника определяет среднюю скорость
электронов в группирователе, в состав которого входят все резонато-
ры, кроме выходного. Постоянный ток 1Р этого источника, возникаю-
щий вследствие оседания электронов на стенках труб дрейфа и в резо-
наторах, обычно невелик, если обеспечено высокое токопрохождение
электронов на коллектор в основном за счет фокусирующего действия
продольного магнитного поля.
Напряжение второго источника 1/кл меньше Uo в соответствии
с принципом рекуперации, а ток второго источника 10 — это факти-
чески постоянный ток электронного луча, достигающего коллектора.
Электронный к. п. д. клистрона с рекуперацией определяется выра-
жением
_ -Р, _ Р.
Пзрек Р01+Р02 UOIP + LW0 ’
Рис. 3.18. Схема устройства многорезоиаторного
клистрона с рекуперацией
55
где POi и Р02 - мощности источников питания; Р3 — мощность, отда-
ваемая электронным потоком. Так как 1р «с 10, то Р01 Рог и Лэ.рек
приближенно можно представить в виде
Пэ.рск«Рэ/(1/^о). (3.24)
Электронный к. п. д. без рекуперации, когда = Uo,
т]э = P3/(U0l0). (3.25)
На основании (3.24) и (3.25) получаем
Пэ.рек ~ Пэ 7Т2- = ?т)э, (3-26)
откуда видно, что увеличение к. п. д. по методу рекуперации опреде-
ляется отношением ускоряющего напряжения к напряжению коллек-
тора которое называют глубиной рекуперации. Глубина рекуперации
ограничивается тем, что при снижении напряжения коллектора воз-
никает обратный поток электронов из коллекторной части в канал
дрейфа, где возрастает положительный потенциал относительно потен-
циала коллектора.
Для увеличения глубины рекуперации разрабатывают специальные
конструкции коллекторов с электронными ловушками обратных электро-
нов, а также многосекционные коллекторы с различными потенциа-
лами в каждой секции для «перехвата» электронов, имеющих раз-
ные скорости.
Таким образом, рекуперация связана не только с изменением
схемы питания клистрона, но и с усложнением конструкции коллек-
тора. Однако не следует считать, что схема питания при рекуперации
усложняется. Она даже оказывается более экономичной, поскольку
отпадает необходимость в стабилизации мощного источника питания.
Стабилизация ускоряющего напряжения обеспечивается источником
питания малой мощности Р01 Р02, а напряжение коллектора не тре-
бует высокой стабилизации.
2. Можно повысить к. п. д., улучшив группировку электронов, по-
ступающих в выходной резонатор. Рассмотрим электронный сгусток,
пролетающий зазор предпоследнего резонатора. Согласно принципу от-
бора энергии от электронов, в предпоследнем резонаторе возбужда-
ются колебания таким образом, что электронные сгустки оказываются
в максимумах тормозящих полупериодов, как показано сплошной
синусоидой на рис. 3.19, а для (IV- 1)-резонатора. Это еще не приво-
дит к полной группировке электронов. Для догруппировки необходимо,
чтобы центр сгустка попадал в резонатор в момент изменения высо-
кочастотного напряжения от тормозящего на ускоряющее, как пока-
зано на рис. 3.19, а штриховой синусоидой, т. е. необходимо обеспе-
чить опережение напряжения на четверть периода относительно наво-
димого сгустком. Это возможно при чисто индуктивном характере
входной проводимости Винд предпоследнего резонатора, что имеет место
на частоте ниже резонансной (рис. 3.19,6).
Таким образом, для того чтобы электронный сгусток пришел в
выходной резонатор наиболее плотным, необходимо настроить пред-
56
Рис. 3.19. К пояснению влияния расстройки предпоследнего резонатора
на улучшение группировки электронов
последний резонатор па частоту /рез более высокую, чем частота вход-
ного сигнала /с. Уплотнение электронного сгустка при этом показано
на рис. 3.19, а и 3.20,6. Пространственно-временная диаграмма на
рис. 3.20, б соответствует четырехрезонаторному клистрону (рис. 3.20, а),
в котором резонаторы 1, 2 и 4 настроены на частоту входного сиг-
нала, а резонатор 3 имеет более высокую резонансную частоту.
3. Для увеличения к. п. д. можно улучшить группировку электронов
за счет использования высших гармоник высокочастотного напряже-
ния. В § 3.2 было показано, что для группировки всех электронов
необходимо обеспечить в зазоре высокочастотное напряжение пило-
образной формы (см. рис. 3.4). Такую форму можно получить, сум-
мируя бесконечный ряд кратных гармонических составляющих с опре-
деленными амплитудами и фазовыми сдвигами между синусоидаль-
ными напряжениями различных частот. Однако в первом приближении
можно ограничиться добавлением лишь нескольких гармонических сос-
тавляющих малой кратности.
Например, из рис. 3.21, а видно, что добавление к основному сиг-
налу только второй гармоники уже дает некоторый эффект прибли-
жения к пилообразной форме напряжения.
Для реализации этого эффекта группирователь пролетного клист-
рона может состоять из нескольких резонаторов, настроенных на
основную частоту и высшие гармоники. Практически для повышения
к. п. д. в клистронах помимо резонаторов, настроенных на основную
Рис. 3.20. Устройство (а) и пространственно-временная диаг-
рамма (6) четырехрезонаторного клистрона
57
Рис 3.21. Схема устройства каскадного клистрона с допол-
нительным резонатором, настроенным на частоту второй гар-
моники (а), и высокочастотные поля, действующие на элект-
роны (б):
— . — ----гармонические составляющие;
----- — суммарное напряжение;
----- — пилообразное напряжение
частоту, в настоящее время применяются дополнительные резонаторы,
настроенные на удвоенную частоту. Дополнительный резонатор, воз-
буждающийся на второй гармонике, как правило, размещают после
третьего резонатора (рис. 3.21, б). Иногда используют два дополнитель-
ных резонатора, расположенные после третьего и пятого резонаторов
в восьмирезонаторном клистроне.
В работах Д. М. Петрова показано, что введение дополнительных
резонаторов, настроенных на вторую гармонику, обеспечивает увели-
чение к. и. д. на 15 — 20%. Резонаторы, настроенные на более высокие
гармоники, пока не используют, поскольку дополнительные резонаторы
усложняют конструкцию и увеличивают размеры пролетного клистрона.
Рассмотренные способы увеличения к. и. д. не исключают, а взаимно
дополняют друг друга. Кроме того, важен выбор оптимальных рас-
стояний между резонаторами sm„ (рис. 3.21, б) и углов пролета в зазорах
резонаторов, что определяется нелинейными свойствами электронного
потока.
Задачу максимизации к. и. д. многорезонаторного клистрона в на-
стоящее время решают с помощью ЭВМ на основе двумерной нели-
нейной теории каскадного клистрона, в которой учитываются влия-
ние пространственного заряда, эффекты «расслоения» электронного
потока и токооседания в резонаторах и трубах дрейфа.
Сочетание различных способов увеличения к. и. д., а также оптими-
зация расстояний между резонаторами, их добротностей и углов про-
лета позволили получить полный к. п. д. каскадных клистронов 80%
и более.
Характеристики и параметры каскадных клистронов. Для каскадных
клистронов наибольший интерес представляют амплитудные и ампли-
тудно-частотные характеристики. Как уже отмечалось, многорезонатор-
58
Рис. 3.22. Амплитудные (а) и амплитуд-
но-частотные (6) характеристики усилите-
лей на пролетных клистронах:
------N > 2;---------N = 2; 1 — синхронная
настройка; 2 — расстройка резонаторов
Рис. 3.23. Амплитудно-ча-
стотная характеристика
пятирезонаторного кли-
строна при расстройке ре-
зонаторов
ный клистрон имеет высокий коэффициент усиления, но является узко-
полосным усилителем, если все резонаторы настроены на одну частоту.
Такой режим настройки называют синхронным и для него справедлива
формула (3.23). Коэффициент усиления максимален на начальном участке
амплитудной характеристики и по мере увеличения входного сигнала
быстро уменьшается из-за перегруппировки электронов.
На рис. 3.22, а показаны для сравнения амплитудные характерис-
тики Рвых (Рвх) двухрезонаторного и многорезонаторного клистрон-
ных усилителей, рассчитанных на одинаковую мощность питания от
источника постоянного тока. Так как значения к. п. д. и коэффициентов
усиления каскадных клистронов выше, то они имеют более крутую
амплитудную характеристику в режиме слабого входного сигнала
и несколько большую выходную мощность в режиме насыщения.
При взаимной расстройке резонаторов (рис. 3.22, б) полоса про-
пускания усилителя расширяется, по значение коэффициента усиления
в максимуме падает так, что произведение ширины полосы частот
по трехдецибельному уровню спада коэффициента усиления на его
максимальное значение
(Д/)3дБКутах = С (3.27)
остается приблизительно постоянным, как й для однорезопаторного
усилителя (см. § 2.1).
Обычно в режиме синхронной настройки ширина полосы относи-
тельно средней частоты не превышает 0,5%, а при расстройке резо-
наторов она может быть увеличена до 2%. Из рис. 3.23 видно,
как следует расстраивать резонаторы в 5-резонаторном клистроне.
Здесь 1-й и 5-й резонаторы (входной и выходной) настроены на сред-
нюю частоту рабочего диапазона волн, 2-й и 3-й резонаторы отстроены
от средней частоты в обе стороны для расширения рабочей полосы
частот, 4-й резонатор (предпоследний) настроен на высокую частоту
вне полосы пропускания в целях уплотнения электронных сгустков,
поступающих в выходной резонатор. Предпоследний резонатор обычно
настраивают на высокую частоту даже при синхронной настройке
59
остальных резонаторов. При этом коэффициент усиления снижается
примерно на 10 дБ, но за счет улучшения группировки электронов
максимальная выходная мощность увеличивается на 15 — 25% [7].
Кроме взаимной расстройки резонаторов для получения широкой полосы
частот необходимо, чтобы входной и выходной резонаторы каскад-
ного клистрона имели низкую нагруженную добротность.
Для увеличения коэффициента усиления, напротив, входной резо-
натор должен иметь высокую нагруженную добротность.
Заметим, что ширина полосы частот (А/)3дБ обычно ограничена
конструктивными факторами, поэтому выражение (3.27) применимо в
основном для случаев, когда необходимо увеличить коэффициент уси-
ления за счет сужения полосы частот начиная от ее предельного
значения, характерного для прибора данного типа.
Рассмотрим параметры обычных многорезонаторных клистронных
усилителей (рис. 3.24). Каскадные клистроны, имеющие высокий к. п. д.,
используются в основном в качестве мощных усилителей, работающих
Рис. 3.24. Устройство сверхмощного многорезонаторного кли-
строна (а) и клистрона средней мощности (б):
I — электронная пушка; 2 — многорезонаторная система; 3 — коллектор
с системой охлаждения; 4 — магнитная фокусирующая система
60
в непрерывном или импульсном режиме. Клистроны непрерывного
режима широко применяют в системах тропосферной и радиорелей-
ной связи, в наземных станциях систем связи через спутники
(табл. 3.2, 3.3), в телевизионных передатчиках, в выходных каскадах
радиолокационной аппаратуры, в установках промышленного нагрева.
В будущем их предполагается использовать в солнечных космиче-
ских электростанциях. Выходная мощность этих клистронов находится
в пределах от нескольких ватт до сотен киловатт для длин волн от
верхней части миллиметрового до нижней части метрового диапазонов
соответственно. При наличии элементов механической перестройки ча-
стоты всех резонаторов диапазон перестройки частоты современных
клистронов непрерывного режима достигает 20% от средней частоты.
Клистроны сантиметрового диапазона длин волн имеют гаранти-
рованный срок службы 5 тыс. ч, а клистроны миллиметрового диапа-
зона — 1 тыс. ч.
Телевизионные клистроны дециметрового диапазона (f = 0,47 ч-
4-0,94 ГГц) имеют средний срок службы 50 тыс. ч, выходные мощ-
ности 10—50 кВт, усиление 40 — 50 дБ к. п. д. до 65% и массу
~ 100 кг.
Усилительные клистроны непрерывного режима для радиолокацион-
ных станций сантиметрового диапазона длин волн имеют выходную
мощность 1 кВт, усиление 46 — 60 дБ, механическую перестройку ча-
стоты в пределах нескольких процентов и пакетированную конструк-
цию массой 25 — 50 кг.
Клистроны для СВЧ-нагрева, средний срок службы которых 15 тыс. ч,
выпускаются на частоты 0,805 и 2,45 ГГц с выходной мощностью
50— 100 кВт и имеют к. п.д. 60 — 75%, усиление 40 — 50 дБ.
Импульсные усилительные клистроны используются в РЛС дальнего
обнаружения и в ускорителях заряженных частиц. Они могут работать
Таблица 3.2. Параметры клистрона 4658 фирмы RCA для средств
связи при /=4,4 ГГц |6]
Параметр Режим большого усиления Режим высокого к. п. д. Настройка на широкую полосу частот
^вых’ кВт 1.3 1,45 1,35
дБ 60 45 40
(Д/)здБ/%р 0,135 0,18 0,3
п, % 35 40 35
Таблица 3.3. Параметры наиболее мощных клистронов непрерывного режима [6]
Тип клистрона Арез /, ГГц Р ВЫХ’ кВт Ку, дБ (Д//ЛздБ, % п, 7о кВ 7(Ь А пц кг
Х3075 7 2,1 500 .58 — 52 64 15 480
ХЗОЗО 4 8 250 40 0,5 50 50 4,6 —
VA92BA 5 33 о 50 0,1 25 25 12 36
61
Таблица 3.4. Параметры типовых импульсных каскадных клистронов [6]
Тип клистрона Л’ f. ГГц р 1 вых» МВт kv, дБ Г’о, кВ Ц, % .S' т, мкс т, кг
VKP8264 4 0,224 3 35 110 40 8 1000 —
TV2023 5 1,2-1,4 40 50 300 50 1000 15 100
PTI001 6 2,7-3.3 4 65 120 35 250 6 250
VA8745 5 9-9,6 0,125 54 43 30 166 — 165
при большой длительности импульсов т и малой скважности S,
обеспечивая наиболее высокие мощности по сравнению с другими
типами электровакуумных приборов СВЧ (табл. 3.4).
Имеются типы клистронов, работающие на частотах выше 10 ГГц;
максимальная мощность десятисантиметрового клистрона составляет
60 МВт в импульсе [6]; наибольший к. п. д., полученный в настоящее
время, равен 82%; ставится задача достижения т] = 90%.
Сверхмощные импульсные клистроны дециметрового диапазона
длин волн имеют большие размеры и массы. Так, клистроны с вы-
ходной мощностью 30 МВт в импульсе при средней мощности 30 кВт
имеют длину более 3 м и массу ~ 1000 кг. Использование магнит-
ных периодических фокусирующих систем (МПФС) вместо соленоидов
позволяет уменьшить массу клистронов приблизительно в 5 раз.
§ 3.4. Клистроны с распределенным взаимодействием
и твистроны
Одним из недостатков каскадных клистронов является их узкопо-
лосность. Как отмечалось, для расширения рабочей полосы частот могут
быть рекомендованы взаимная расстройка резонаторов и снижение
нагруженных добротностей входного и выходного резонаторов. Однако
относительная расстройка высокодобротных резонаторов существенно
снижает эффективность взаимодействия, поэтому выгоднее использо-
вать связанные многозазорные резонаторы, а вместо выходного низко-
добротного резонатора — нерезонансную замедляющую систему.
Клистрон, созданный на основе многозазорных резонаторов, полу-
чил название клистрона с распределенным взаимодействием (КРВ)
(рис. 3.25, б), а .многорезонаторный клистрон с замедляющей системой
на выходе был назван твистроном (рис. 3.25, а).
Твистрон состоит из клистронного группирователя и секции ЛБВ.
Клистронный группирователь включает в себя входной резонатор 1
и не связанные с ним ненагруженные резонаторы 2, соединенные
запредельными трубами дрейфа 3. Секция ЛБВ содержит ЗС 5 с погло-
тителем 4 в начале системы и выводом энергии 6 в ее конце.
КРВ содержит многозазорные резонаторы: входной 7, промежуточ-
ный (ненагруженный) 8 и выходной 9. Многозазорпый резонатор фак-
тически является резонансным отрезком ЗС, состоящим из нескольких
резонаторов. В твистроне и КРВ обычно используются ЗС типа цепочки
связанных резонаторов. Ячейка такой системы — цилиндрический резо-
62
Рис. 3.25. Схемы конструкций твистрона (а) и клистрона с распределенным
взаимодействием (б), а также эпюры напряженности продольной составляющей
электрического поля
натор I, связанный с соседними резонаторами через щели 2, распо-
ложенные в общих стенках (рис. 3.26). В центре ЗС имеется пролетный
канал 3 для электронного луча, взаимодействующего с продольным
электрическим полем системы. Электромагнитное поле многозазорного
резонатора отличается от поля обычной ЗС тем, что в нем устанав-
ливается стоячая волна, в то время, как в согласованной замедляю-
щей системе — бегущая волна.
В зависимости от фазового сдвига колебаний в соседних ячейках
в многозазорном резонаторе могут существовать различные виды ко-
лебаний. Рабочим видом колебаний обычно является л-вид, при котором
колебания в соседних резонаторах противофазны. Соответственно угол
пролета электронов между зазорами тоже должен быть равен л.
На рис. 3.25 показаны также эпюры продольной составляющей
напряженности электрического поля вдоль оси твистрона и КРВ, по
которым можно судить о характере взаимодействия: кратковременное
в однозазорных резонаторах, длительное в ЗС и распределенное в
связанных резонаторах.
Амплитудно-частотная характеристика твистрона (рис. 3.27, кривая 1)
имеет широкую плоскую часть, где коэффициент усиления слабо за-
висит от частоты. Такая характеристика получается за счет комби-
нации амплитудно-частотных характеристик клистронной секции (кри-
вая 2) и секции ЛБВ (кривая 3). Провал на средней частоте ампли-
тудно-частотной характеристики клистронной секции связан с расстрой-
Рис. 3.26. Устройство миогозазорного
резонатора
Рис. 3.27. Амплитудно-ча-
стотные характеристики тви-
строна (7) и составляющих
его секций (2, 3)
63
Таблица 3.5. Параметры импульсных твистропов [6]
Тип прибора /. ГГц р 1 ИМП’ МВт Ку, дБ п. °А Го, кВ А). А ш. кг р 1 ср’ кВ г т, мкс
РТ1140 1.20-1,38 9 30 30 180 165 64 'зо
VA145H 2,7-2,9 3,25 39 35 145 65 57 7 10
VA915A 3,1-3,6 8 53 30 175 145 125 — 40
VA913A 5,4-5,9 4 40 30 140 95 56 10 20
кой резонаторов, которая подбирается в соответствии с амплитудно-
частотной характеристикой секции ЛБВ.
Поскольку в твистроне используется ЗС мощной ЛБВ, т. е. си-
стема, обладающая относительно сильной дисперсией, амплитудно-ча-
стотная характеристика секции ЛБВ имеет ярко выраженный макси-
мум, а ширина полосы пропускания твистрона превышает рабочую
полосу частот мощной ЛБВ. Широкополосность мощных твистронов
составляет 15%, а ЛБВ при той же мощности — 10% от средней
частоты полосы пропускания.
Достоинства твистронов проявляются при выходной мощности бо-
лее 1 МВт, поэтому их разрабатывают на мощности до 10 МВт
с коэффициентом усиления от 30 до 50 дБ и к. п. д. не менее 30%
(табл. 3.5).
Клистроны с распределенным взаимодействием по широкополосно-
сти занимают промежуточное положение между каскадными клистро-
нами и твистронами. В них используют двухзазорные и трехзазор-
ные резонаторы шириной рабочей полосы частот КРВ ~ 10% от сред-
ней частоты; их применение позволило увеличить произведение коэф-
фициента усиления на рабочую полосу частот [см. (3.27)] и получить
высокий к. п. д., не уступающий по значению к. п. д. каскадных кли-
стронов.
Представяет интерес конструкция 8-резонаторного клистрона
(рис. 3.28). Здесь 3-й и 5-й резонаторы являются однозазорными и
настроены на удвоенную частоту, а остальные шесть резонато-
ров — двухзазорные, возбуждаемые на тг-виде колебаний. В клист-
роне такой конструкции С. В. Лебединскому удалось получить
к. п. д. 82%.
Следует заметить, что многозазорные резонаторы выдерживают
более высокие средние мощности, чем однозазорные, поэтому КРВ
также используются для увеличения мощности клистронов непрерыв-
ного действия. Например, в КРВ, содержащем 5-зазорный резонатор,
была обеспечена средняя мощность 1 МВт в трехсантиметровом
диапазоне длин волн [7].
1F) ГЛ п (11 п ГП 171 ЛГ
Рис. 3.28. Схема 8-резоиаторного кли-
/ 2 3 k 5 6 7 8 строна
64
§ 3.5. Отражательные клистроны
Принцип действия. Отражательные клистроны являются маломощ-
ными генераторами гетеродинного класса в области частот от 0,8
до 220 ГГц [6]. Несмотря на то что в настоящее время они испы-
тывают сильную конкуренцию со стороны полупроводниковых генера-
торов СВЧ и не считаются перспективными, их производство и при-
менение почти не сокращается.
Основными достоинствами отражательных клистронов являются
простота их изготовления, малые стоимость и размеры, а также вы-
сокая надежность. Они отличаются стабильностью высокочастотных
характеристик и параметров, на которые слабо влияют темпера-
тура, вибрация и радиация. Их частоту довольно просто перестраи-
вать механически и электрически.
Схема устройства и электрического питания отражательного клист-
рона приведена на рис. 3.29. Клистрон состоит из группирователя
электронов (катод К, ускоряющий электрод УЭ, резонатор Р) и отри-
цательного электрода-отражателя, на который электроны не попадают
(роль коллектора выполняет все тот же резонатор).
Электроны группируются в постоянном тормозящем поле простран-
ства между резонатором и отражателем. На пространственно-времен-
ной диаграмме (рис. 3.30, а) отмечены наиболее характерные электроны
1—4, пролетающие зазор резонатора при максимальных и'нулевых
значениях высокочастотного напряжения. Движение электронов в посто-
янном тормозящем поле после резонатора на пространственно-вре-
менной диаграмме показано параболическими кривыми. Движение
электронов можно считать равнозамедленным или равноускоренным,
если не учитывать действия сил пространственного заряда между резо-
натором и отражателем. Электрон 1, получивший максимальное допол-
нительное ускорение в резонаторе, ближе всех подлетает к отража-
телю до полной остановки. Раньше всех возвращается в зазор резо-
натора электрон 3, скорость которого уменьшается при прямом про-
лете резонатора, поскольку на него действует максимальное тормозя-
щее высокочастотное поле.
В результате скоростной модуляции электроны 1 и 3 группируются
вокруг электрона 2, пролетающего резонатор в момент изменения
фазы высокочастотного напряжения от ускоряющей на тормозящую
(напомним, что в пролетных клистронах центры электронных сгустков
соответствовали электронам, пролетающим
группирователь в момент изменения фазы
высокочастотного поля от тормозящей
на ускоряющую). Различие механизма груп-
пировки электронных сгустков в отража-
тельных и пролетных клистронах обуслов-
лено тем, что в отражательном клистроне
для группировки электронов используется
метод постоянного тормозящего поля (а
не метод дрейфа), при котором один и тот
же резонатор используется и для скорост-
Рис. 3.29. Схема отража-
тельного клистрона
65
3 Электронные приборы СВЧ
2
Отражатель
Отражатель
Рис. 3.30. Пространственно-временные диаграммы отражательного
клистрона
пой модуляции электронов, и для отбора энергии от электронных
сгустков.
Обратная связь в отражательном клистроне осуществляется с по-
мощью возвращающегося в резонатор электронного потока. При поло-
жительной обратной связи электронные сгустки возвращаются в тор-
мозящий полупериод высокочастотного напряжения в зазоре резона-
тора (рис. 3.30, б). Следует обратить внимание на то, что этот полу-
период является ускоряющим для электронов, пролетающих резонатор
в прямом направлении. Условия существования положительной обрат-
ной связи, определяющие фазовые условия самовозбуждения, зависят
от значения постоянного напряжения на отражателе, т. е. от напряжен-
ности постоянного тормозящего поля. При выполнении фазовых ус-
ловий самовозбуждения электроны 4, не попадающие в электронные
сгустки (рис. 3.30, а), являются «неблагоприятными», так как они обес-
печивают отрицательную обратную связь и отбирают энергию от
электромагнитного поля резонатора. Эти электроны, а также электроны,
вылетевшие из резонатора в пределах четверти периода раньше и позже
электронов 4, в отражательном клистроне не удается сгруппировать
в общий сгусток.
Наличие большого числа «неблагоприятных» электронов, примене-
ние одного и того же резонатора для модуляции и отбора энер-
гии от электронов, а также использование его в качестве коллектора
не позволяют получать в отражательном клистроне высокий к. п. д.
и большие выходные мощности. Однако несомненным достоинством
однорезонаторного клистронного генератора является простота кон-
струкции, питания и эксплуатации (особенно при механической пере-
стройке частоты в широких пределах).
Рассмотрим основные характеристики отражательного клистрона.
На рис. 3.30, б показаны пространственно-временные диаграммы элек-
трона 2, являющегося центром электронного сгустка, при различных
условиях положительной обратной связи. Очевидно, фазовые условия
самовозбуждения наилучшим образом удовлетворяются, когда время
пролета электрона в пространстве резонатор — отражатель
Topt = (п + 3/4) Т,
(3.28)
66
Рис. 3.31. Зоны генерации от-
ражательного клистрона
Рис. 3.32. Распределение потенциала
в отражательном клистроне
где п = 0, 1, 2, ...—целое число, определяющее номер зоны генера-
ции отражательного клистрона.
Оптимальное время пролета, в течение которого формируются
электронные сгустки, зависит от напряжения на отражателе: чем мень-
ше по абсолютному значению напряжение отражателя, тем дольше
электроны находятся в постоянном тормозящем поле, где происходит
их группировка, тем выше номер зоны генерации. Таким образом,
при изменении напряжения на отражателе возникают дискретные зоны
генерации (рис. 3.31). В центре этих зон, определяемых выражением
(3.28), мощность генерации имеет максимальное значение.
В пределах каждой зоны генерации, как и в двухрезонаторпом
пролетном клистроне, имеет место электронная перестройка частоты
(рис. 3.31).
Отметим, что в отличие от генератора на пролетном клистроне
в отражательном клистроне электронная перестройка осуществляется
без затраты мощности источника питания, поскольку постоянный ток
в цепи отражателя отсутствует.
Соотношение для определения напряжения на отражателе в центре
каждой зоны генерации с большой достоверностью можно получить,
воспользовавшись элементарной кинематической теорией отражатель-
ного клистрона. Поскольку в маломощных отражательных клистронах
токи невелики, действием сил пространственного заряда в области
резонатор — отражатель пренебрегаем и считаем распределение потен-
циала между этими электродами линейным (рис. 3.32).
В одномерном приближении уравнение движения электрона в про-
странстве резонатор — отражатель, где действует постоянное тормо-
зящее поле Еторм, имеет вид
1HZ = - еЕтрм = - -U° е, (3.29)
где D — расстояние между резонатором и отражателем.
Полагаем, что расстояние D значительно больше зазора резона-
тора (I, в центре которого расположим начало оси z.
Интегрируя (3.29), получаем
е Е
т ,орм
(1 ~ ti)2
2
+ г(‘ ~ fi)>
(3.30)
где tj — момент вылета электрона из резонатора (для z = 0) со ско-
3*
67
ростью v. Если через t2 обозначить момент возврата электрона в зазор
резонатора, то для z = 0 из (3.30) получим
«2 - fi = 2тг/(еЕторм). (3.31)
Рассматривая движение немодулированного электрона, являющегося
центром сгустка, перепишем (3.31) в виде
T = r2-r1 = 2Zl_
е U0-UOTp’
где t’o = ]/2еUо/'н ~ скорость немодулированного электрона при z = 0.
Теперь с помощью (3.28) получаем выражение, определяющее на-
пряжения на отражателе в центрах зон генерации:
„ + 3/4.
б О — Ьотр.ц.з
(3.32)
Максимальное расстояние zmax, на которое немодулированный элек-
трон приближается к отражателю, определим, найдя экстремум зави-
симости с (г) (3.30):
zmax = V0D/(U0 — 1>отр). (3.33)
Полученное выражение подтверждает, что zm.,x — это координата
точки, где потенциал проходит через нулевое значение, как это и сле-
дует из геометрии линейного распределения потенциала на рис. 3.32.
В качестве примера найдем значения напряжений на отражателе в центрах
различных зон генерации, используя формулу (3.32).
При Uo = 250 В для X = 10 см, 0 = 3 мм получаем п = 0; 1; 2; 3; 4.
Соответствующие 17отр.ц.з (В) = —1070; —320; —110; —15; >0. При L'o = 250 В,
X = 3 см, 0=1,5 мм находим и = 0; 1; 2; 3; 4; 5; 6. Соответственно
П0Тр.ц.3(В) = - 1950; -650; -350; -190; -100; -40; >0.
Видно, что с увеличением частоты (уменьшением X) количество зон гене-
рации возрастает, а также увеличиваются номера зон генерации в рабочем
интервале напряжений отражателя — (10 = 150) В.
Анализ характеристик отражательного клистрона на основе электрон-
ных проводимостей. Рассмотрим электронную проводимость отража-
тельного клистрона, которая определяется отношением комплексных
амплитуд наведенного тока н высокочастотного напряжения.
Из (3.10) и (3.11) следует, что переменную составляющую наве-
денного тока в пролетном клистроне можно представить в виде
О'навед)- = 2I0M2„Jn(nX) COS (<»t2 - 0).
Для отражательного клистрона с резонатором, настроенным на
основную частоту, нетрудно получить аналогичное выражение
О’навед)- = -2I0MJ1 (X) COS (<0Г2 - 0). (3.34)
Знак минус указывает на изменение направления тока в результате
возврата электронов к резонатору. Начало отсчета фазы в отража-
тельном клистроне сдвинуто на л по сравнению с началом отсчета
68
фазы в пролетном клистроне, так как группировка электронов проис-
ходит вокруг электрона, относительно которого высокочастотное поле
изменяется от ускоряющего на тормозящее. В связи с этим фазу
высокочастотного напряжения в отражательном клистроне сдвинем
на л радиан и запишем
U ~ = Um sin (cor + л) = - Um cos (cor - л/2). (3.35)
Комплексные амплитуды наведенного тока и высокочастотного
напряжения на основе (3.34) и (3.35) можно представить в виде
/кавед = Й, = - U„,e-^2,
а электронную проводимость в соответствии с ее определением вы-
разим через отношение этих комплексных амплитуд:
Уэ = ^3- = 2 (X)
Um
Поскольку Jf = 0MC7W/(2C7O), получим
Уэ = М2 ©е-х0-"/2» = G0M2 9 (sin © + j cos 0);
U q л X
следовательно, активная и реактивная составляющие электронной про-
водимости отражательного клистрона определяются выражениями
G, = G0M2 ДДозш©; В, = G0M2 ДДосоз©. (3.36)
X X
Отметим, что выражение для G3 в (3.36) аналогично выражению (3.20)
для генератора на пролетном клистроне.
В (3.36) входит отношение Jl(X)/X, которое в зависимости от
Um имеет вид такой же, как на рис. 3.12. Максимальное значение
Jt (Х)/Х = 0,5 при X = 0.
Падающий характер имеют также зависимости активной и реак-
тивной электронной проводимости от амплитуды Um при фиксирован-
ном значении угла пролета ©, т. е. при постоянных значениях
^отр П GQ,
Угол пролета немодулированного электрона в пространстве резо-
натор — отражатель согласно (3.31) можно представить в виде
m_ (Ы’о = 4д/Р|/2»1С/0/е
е Еторм По-Потр ’ 1 }
Оптимальное значение угла пролета, соответствующее напряжению
отражателя в центре зоны генерации, согласно (3.28),
©opt — 2я(п + 3/4) = 2пп + 1,5л. (3.38)
На рис. 3.33 представлены зависимости активной и реактивной
электронных проводимостей от угла пролета в отсутствие высоко-
частотных колебаний, когда Um = X = 0 и Jl (Х)/Х = 0,5. Согласно
(3.36), активная электронная проводимость имеет вид возрастающей
синусоиды (сплошная линия), реактивная — косинусоиды (штриховая
<59
Рис. 3.33. Зависимости электронных проводимостей от угла
пролета в пространстве резонатор —отражатель
линия). Увеличение угла пролета 0 при Uo = const соответствует
уменьшению абсолютного значения напряжения на отражателе (3.37),
т. е. значения UOTp на рис. 3.33 возрастают в направлении убывания 0.
Рисунок дает наглядное представление о возникновении и под-
держании колебаний в отражательном клистроне, а также о влиянии
параметров электрического режима на характеристики клистрона.
Видно, что при выполнении фазового условия самовозбуждения (3.38)
активная электронная проводимость имеет максимальное отрицатель-
ное значение.
Чтобы проанализировать амплитудное условие самовозбуждения
EG<0, отложим на рис. 3.33 величину Сполн = GK0H + GB и проведем
прямую — Gn0JIH, параллельную оси абсцисс. В заштрихованных участ-
ках рисунка отрицательная электронная проводимость G3 по абсолют-
ному значению превышает полную проводимость Gno3H. На них удов-
летворяется амплитудное условие самовозбуждения G3 + Gn01H < 0.
Таким образом, в интервалах углов Д0ЗГ (и соответствующих им
интервалах напряжений на отражателе) возникают зоны генерации
отражательного клистрона. Если полная проводимость велика за счет
малой собственной добротности резонатора (большая GK0H) или вслед-
ствие сильной связи с нагрузкой (большая GB), зоны генерации с
малыми номерами п могут не возбуждаться. Так, из рисунка видно,
что для нулевой зоны (и = 0) амплитудные условия самовозбуждения
не выполняются.
Изменение амплитуды установившихся колебаний в центре зоны
генерации и на ее краях иллюстрируется рис. 3.34, где сплошной
линией показана зависимость G3(Um) в центре зоны генерации для
0opt, а штриховой — на краю зоны для 0К3. По мере нарастания
амплитуды колебаний при фиксированном значении угла 0 абсолют-
ное значение проводимости G3 падает. Точка устойчивой генерации,
которой соответствует амплитуда (Umre„)U3, находится на пересечении
сплошной кривой G3(Um) с линией Gno,H.
Штриховая зависимость G3(Um), соответствующая значению напря-
жения на отражателе на краю зоны генерации, лишь касается линии
Gnol„. Поэтому амплитуда U,„ — 0 и генерация отсутствует.
Частота генерации и электронная перестройка отражательного кли-
строна определяются зависимостью реактивной электронной проводи-
мости от угла пролета или напряжения отражателя в пределах зоны
генерации. Частота колебаний устанавливается, если нагрузка согласо-
70
Рис. 3.34. К рассмотрению амп-
литудных условий самовозбуж-
дения отражательного клист-
рона
1^0-ц'цз
Рис. 3.35. К объяснению элект-
ронной перестройки частоты от-
ражательного клистрона
вана при условии В, + Вко„ = LB = 0. Поэтому при изменении значе-
ния реактивной электронной проводимости под воздействием напря-
жения отражателя частота генерации должна изменяться таким обра-
зом, чтобы реактивная проводимость резонатора Вк0„ по абсолютному
значению совпадала с проводимостью Вэ, отличаясь от нее по знаку.
Частота генерации совпадает с резонансной частотой резонатора только
при В, = 0, т. е. в центре каждой зоны генерации. Изменение прово-
димости резонатора и частоты генерации при электронной перестройке
поясняется рис. 3.35.
Отметим, что, как видно из рис. 3.33, с увеличением номера зоны
генерации увеличиваются ширина зоны, пределы изменения В, и на-
клон зависимости Вэ(0) в центре зоны. Поэтому и крутизна, и диа-
пазон электронной перестройки увеличиваются с ростом номера зоны
генерации.
С помощью рассмотренных характеристик электронных проводи-
мостей можно объяснить наличие пускового тока отражательного кли-
строна и его изменение от зоны к зоне, явление электронного гисте-
резиса, влияние нагрузки на форму зоны генерации и др.
Пусковой ток. Электронная проводимость отражательного клист-
рона, как это видно из (3.36), зависит от проводимости Go = Io/Uo,
т. е. от постоянного тока луча.
На рис. 3.36 приведены зависимости G,(0) для различных значе-
нии постоянного тока 101 и 102 при
неизменном напряжении Uo и прово-
димости GnoJI„. Видно, что ток /01
является пусковым током, или током
срыва генерации зоны п = 1, а ток
/02 ~ пусковым током нулевой зоны
(и = 0).
Значение пускового тока можно
определить из амплитудного условия
самовозбуждения SG = 0, выразив
G3 из (3.36). Учитывая, что при воз-
никновении колебаний Um -> 0, т. е.
Jl(X)/X = 0,5, и рассматривая пуско-
Рис. 3.36. К рассмотрению пуско-
вого тока для различных зон ге-
нерации отражательного клистрона
71
Рис. 3.37. График функции
^1(Х)
Электронный к. п. д. Через
вой ток в центре зоны генерации,
для 0 = 2л (п + 3/4) и sin 0 = — 1 по-
лучаем
» _ О^по.'п
">ск ~ ~М2п(п + 3/4) ’
(3.39)
Из рис. 3.36 и выражения (3.39) видно,
что с увеличением номера зоны гене-
рации пусковой ток уменьшается и
самовозбуждение отражательного
клистрона облегчается.
активную электронную проводимость
можно определить мощность, передаваемую электронными сгустками
электромагнитному полю нагруженного резонатора; выражая G} и U„,
через X, получаем
Рэ = 0,5 U2G, = 2I0U0XJi (X) (sin 0)/0. (3.40)
Электронный к. п. д.
г|э= -Рэ/Р0 = -2XJ1(X)(sinO)/O. (3.41)
В выражения (3.40) и (3.41) входит функция XJV(X), которая опре-
деляет зависимость электронной мощности и, следовательно, электрон-
ного к. п. д. от параметра группирования или от амплитуды высоко-
частотного напряжения (рис. 3.37). Эта функция максимальна (равна
1,25) при X = 2,41.
Наибольшее значение электронного к. п. д. при X = 2,41 и 0opt =
= 2л(м + 3/4), т. е. при sin 0opt = — 1, на основании (3.41) равно
Пэтах = 2 2л(«’+ 3/4)" = п + 3/4 ’ (3’42)
Из анализа выражения (3.42) следует, что при малых номерах зон
генерации (п = 0,1) электронный к. п. д. отражательного клистрона может
достигать нескольких десятков процентов. Однако реальные значения
электронного к. п. д. составляют несколько процентов; полный к. п. д. —
около 1 %.
Рассмотрим, чем объясняется столь существенное различие между
теоретическими и практическими значениями г|этах. Поскольку выра-
жение (3.42) получено из теории малых амплитуд, проверим, удовлет-
воряется ли условие Um «с 170 при X = 2,41. Используя выражение Xopt =
= 2,41 = 0optML7„,/(2l7o) для М = 1 и 0opt = 2п(и + 3/4) получаем
L7„, 2-2,41 0,77
170 2п(п + 3/4) п + 3/4
откуда следует, что отношение 17„,/170, обеспечивающее оптимальную
группировку электронов, может быть малым лишь при больших но-
мерах п. Так, Um < 0,П1о только при п > 7. Это означает, что фор-
мула (3.42) не является достоверной для п < 7. Однако погрешность
в определении г|,тах, возникающая за счет использования выражения
(3.42), уменьшается с ростом п. -
72
р
ген
Рис. 3.38. Влияние нагрузки на ширину (а) и уровень (о)
зоны генерации отражательного клистрона
Необходимо также отметить, что при малых п выражение (3.42)
неточно описывает также характер изменения к. п. д. и максимальной
мощности от зоны к зоне.' Рассмотрим влияние нагрузки на форму
зоны генерации. Напомним, что анализ генераторов с «мягким» само-
возбуждением, к которым относится отражательный клистрон, пока-
зывает, что при изменении вносимой проводимости нагрузки мощность
генерации проходит через максимум, соответствующий оптимальной
нагрузке (см. рис. 2.4). Вносимую нагрузку можно регулировать, под-
бирая степень связи резонатора клистрона с внешней линией передачи.
Особенно это удобно при наличии петлевого элемента связи вне ваку-
умной части резонатора.
Нагрузка оказывает влияние не только на уровень зоны генера-
ции, но и на ее ширину. При увеличении проводимости нагрузки
ширина зоны генерации сужается (рис. 3.38, а), а ее высота сначала
увеличивается, а затем уменьшается (рис. 3.38,6). Нагрузка, являю-
щаяся оптимальной для одной зоны генерации, не оптимальна для
другой. Наиболее сильное влияние нагрузка оказывает на зоны гене-
рации с малыми номерами, из-за чего нарушается монотонность зави-
симости к. п. д. и мощности в центре зоны от ее номера.
При увеличении номера п высота зон генерации сначала возра-
стает, а затем уменьшается (см. рис. 3.31). Нулевая зона генерации,
как правило, не наблюдается вследствие невыполнения амплитудных
условий самовозбуждения.
Электронная перестройка частоты отражательных клистронов. Элек-
тронная перестройка частоты имеет важное практическое значение при
эксплуатации отражательных клистронов. Она используется для обес-
печения безынерционного свиппирования частоты клистрона, применя-
емого в качестве гетеродина, или при осциллографических наблю-
дениях частотных характеристик измеряемых объектов.
Для определения зависимости частоты генерации от напряжения
на отражателе воспользуемся выражением (2.3), в которое подставим
значения В3 и G3 для отражательного клистрона в соответствии с
(3.36). При этом получим формулу частоты генерации в виде
Л=„=/о(1 + 0,5 ctg 0/2„). (3.43)
В центре зоны генерации, когда 0 = 0opt = 2л(и + 3/4), /ген = /0
(рис. 3.39, а). Зависимость /ген(Потр) имеет вид тангенсоиды (рис. 3.39, в).
.73
Рис. 3.39. Характеристики
отражательного клистрона
при электронной перестройке
частоты
Электронную перестройку отражатель-
ного клистрона принято характеризовать
двумя параметрами: крутизной и диапазо-
ном. Под крутизной электронной перест-
ройки понимают отношение приращения
частоты к приращению напряжения на от-
ражателе
5 = Д//ДС'отр
в центре зоны генерации, где зависимость
/(I',гОтр) линейная.
Под диапазоном электронной пере-
стройки условились понимать изменение
частоты в пределах половинного уровня
мощности от ее максимального значения.
На рис. 3.39, б диапазон электронной пере-
стройки обозначен (Д/)о,5.
Рассмотрим, от чего зависят крутизна
и диапазон электронной перестройки
частоты. Для определения крутизны элект-
ронной перестройки угол пролета 0, близ-
кий к оптимальному углу, соответствующему центру зоны генерации,
представим в виде 0 = 2п(н + 3/4) + ДО, где Д0 — фаза отстройки от
центра зоны.
Частотную отстройку от резонанса с учетом фазовой отстройки на
основании (3.43) запишем в виде
Д/= О,5/о etg 0/е„ = -О,5/о tg ДО/Q,,. (3.44)
Затем фазовую отстройку выразим как
ДО = ^ДПогр. (3.45)
Г'^отр
Используя (3.37), получим
д® = 4л/Р|/2шС/0/е = О
ас/отр " (170- 17отр)2 и0- 17отр ’ ’
Найдем крутизну электронной перестройки в центре зоны гене-
рации, для чего фазовую отстройку выберем так, чтобы tg Д0 % Д0.
Подставляя (3.45) и (3.46) в (3.44), получаем
Л Г _ /о0АС/О1Р
2Qh(H0-17отр)’
откуда абсолютное значение крутизны электронной перестройки в
центре зоны генерации
74
Используя выражение (3.32), получим более удобную формулу для
расчета крутизны электронной перестройки частоты отражательного
клистрона:
„ л(п + 3/4)2
S =---- . (3.47)
e„D|/8mU0/c
Типичные значения крутизны электронной перестройки в рабочих
зонах генерации отражательных клистронов десятисантиметрового диа-
пазона длин волн составляют 0,3 — 0,5 МГц/B, трехсантиметрового
диапазона — 1,0 — 2,5 МГц/B, восьмимиллиметрового диапазона —
5-8 МГц/В.
Из выражения (3.47) следует, что крутизна электронной перестройки
увеличивается при возрастании номера зоны генерации. Такая зави-
симость объясняется тем, что с увеличением п электроны ближе под-
летают к отражателю и изменение напряжения на нем сильнее ска-
зывается на длительности их пребывания в пространстве резонатор —
отражатель.
Диапазон электронной перестройки частоты, определяемый в пре-
делах половинного уровня мощности, зависит от тех же факторов,
что и крутизна. Как правило, параметры электронной перестройки
однозначно связаны между собой: чем больше крутизна, тем шире
диапазон.
Типичные значения диапазона электронной перестройки находятся
в пределах 0,3 — 0,5 % от частоты генерации отражательного клист-
рона. Как и крутизна, диапазон электронной перестройки увеличи-
вается с ростом номера зоны генерации и с увеличением первеанса
электронной пушки или проводимости по постоянному току Go, так
как при этом возрастает реактивная электронная проводимость сог-
ласно (3.36).
Ширина диапазона электронной перестройки должна перекрывать
затягивание частоты магнетрона, когда последний используется в ка-
честве передатчика РЛС, а клистрон — в качестве гетеродина. При
осциллографических измерениях резонансных устройств ширина диапа-
зона электронной перестройки определяет минимальную нагруженную
добротность, которая может быть измерена.
Электронную перестройку используют также для автоматической
подстройки частоты при обеспечении долговременной стабилизации
частоты генерации отражательного клистрона.
Механическая перестройка частоты. Так как ширина диапазона элек-
тронной перестройки мала, то для работы в широкой полосе частот
применяют механическую перестройку частоты отражательного клист-
рона путем изменения размеров резонатора.
Наиболее широко применяют емкостную перестройку частоты, ко-
торая обеспечивается путем изменения ширины зазора резонатора, где
сосредоточено электрическое поле.
Емкостный зазор изменяют с помощью гибкой мембраны 1
(рис. 3.40, а). При увеличении зазора 2 емкость уменьшается и частота
генерации возрастает. Возрастают также время пролета т и угол пролета
S = сот, влияющий на коэффициент взаимодействия.
75
Рис. 3.40. Устройство, обеспечивающее емкостную
перестройку частоты (я) и пространственно-вре-
менные диаграммы для одной зоны (б)
На средней частоте обычно выдерживают угол пролета 9 =
— (0,7 -г 0,8) л, при котором М = 0,8 -- 0,75. Увеличение частоты возмож-
но до полного срыва генерации, который наступает при S = 2л, так
как при этом М = 0.
Уменьшение частоты при емкостной перестройке ограничено до-
пустимым снижением напряжения на отражателе. Как видно из
рис. 3.40, б, с уменьшением частоты (т. е. с увеличением периода ко-
лебаний) электроны должны дольше находиться в постоянном тор-
мозящем поле пространства резонатор — отражатель. Это достигается
путем уменьшения напряжения на отражателе. Считается, что возможный
предел уменьшения напряжения на отражателе равен (0,1 4- 0,2) Uo, так
как при меньших значениях 117отр | начинает появляться ток в цепи
отражателя.
, Параметры отражательных клистронов. Параметры современных
отражательных клистронов повышенной мощности приведены в
табл. 3.6. В среднем выходная мощность отражательных клистронов
находится в пределах 10 — 500 мВт. Наиболее типичные значения
напряжений резонатора 200 — 300 В у клистронов сантиметрового диа-
пазона и до 1000 В у клистронов миллиметрового диапазона длин волн.
К недостаткам отражательных клистронов кроме малого к. п. д.
следует отнести сравнительно высокий уровень шумов. Уровень
амплитудно-модулированных шумов в среднем составляет 115 дБ/кГц
при расстоянии 100 кГц от несущей частоты, а частотно-модулиро-
ванные шумы ~ 100 дБ/кГц.
Таблица 3.6. Основные параметры современных отражательных клистронов
повышенной мощности |6]
Типы приборов Диапазон меха- нической пере- стройки часто- ты, ГГц У ВЫХ' Вт Диапазон электронной настройки. МГц Uo, в /р, мА К. п. д„ О/ /о
TV2126 4,33-5,07 1.8 28 1000 105 1,7
VA237C 10,7-11,7 1.5 30 150 80 2,5
TV2246A 11,2-11,6 0;4 50 500 66 1,2
35V12 33-37 0,7 — 2400 38 0,8
КА651 60-67 0,25 — 2700 30 0,3
76
В отличие от прочих маломощных генераторов СВЧ отражатель-
ные клистроны обладают малыми габаритами и не требуют магнит-
ных фокусирующих устройств. Их масса находится в пределах
0,05 — 0,3 кг. Даже масса клистронов повышенной мощности редко пре-
вышает 0,5 кг. Клистроны имеют большой срок службы, достигаю-
щий 15 — 20 тыс. ч (коротковолновые клистроны имеют значительно
меньший срок службы); так, в работе [6] отмечается, что гаранти-
руемый срок службы клистрона полуторамиллиметрового диапазона
длин волн составляет 150 ч.
Миниатюризация отражательных клистронов. Минитрон. Задача ми-
ниатюризации отражательных клистронов возникла в связи с конкурен-
цией между твердотельными и вакуумными маломощными генерато-
рами СВЧ. Под руководством М. Б. Голанта в нашей стране был
разработан миниатюрный клистрон, названный минитроном [9]. Его
линейные размеры составляют всего несколько миллиметров, а масса —
десятые доли грамма.
В отличие от полупроводниковых генераторов минитроны характе-
ризуются высокой пробивной прочностью, почти полным отсутствием
радиационных воздействий на эмиссионные свойства катода и зна-
чительной упругостью паров металлических электродов, определяющих
предельную температуру.
Эффективность электронных взаимодействий в минитроне опреде-
ляется напряженностью электрического поля между электродами, а
не напряжением между ними. Очевидно, что уменьшение межэлек-
тродных расстояний способствует не только миниатюризации электрон-
ных приборов, но и приводит к уменьшению напряжения питания
до значений, не уступающих твердотельным приборам СВЧ.
В минитроне также решена задача значительного уменьшения объема
резонатора путем использования квазитороидальной конструкции. Так
как при уменьшении тороидальной части резонатора уменьшается его
индуктивность, а при уменьшении высокочастотного зазора увеличи-
вается эквивалентная емкость, то резонансная частота может сохра-
няться неизменной при уменьшении габаритов резонатора. Например,
квазитороидальный резонатор минитрона трехсантиметрового диапазона
длин волн может иметь диаметр 3 мм и высоту 1 мм при емко-
стном зазоре 0,1 мм.
Современный уровень развития техники и технологии позволяет
получать малые размеры минитронов с высокой точностью. Приме-
нение новых технологических приемов и оборудования снижает себе-
стоимость миниатюрных приборов за счет сокращения расхода ма-
териалов в условиях их массового выпуска.
При разработке минитронов возникает много конструктивных
проблем, связанных с решением задач теплоотвода, вывода энергии
из малогабаритного резонатора и получения высокой плотности тока
с катода. Аналогичные проблемы имеют место и при создании твер-
дотельных устройств для генерирования и усиления СВЧ-колебаний.
Следует отметить, что дальнейшая миниатюризация вакуумных
приборов может привести к созданию интегральных устройств, подоб-
ных интегральным микросхемам на полупроводниковых приборах.
77
Глава 4. Магнетроны
§ 4.1. Классические многорезонаторпые
магнетроны
Устройство магнетронов. Многорезонаторные магнетроны были
изобретены в Советском Союзе Н. Ф. Алексеевым и Д. Е. Маля-
ровым в 1940 г. До этого были известны магнетронные генераторы
со сплошными и разрезными анодами, которые не нашли применения
из-за малого к. п. д.
Согласно ГОСТ 23769 — 79, магнетрон определяется как резонанс-
ный прибор М-типа, в котором замкнутый электронный поток взаи-
модействует с СВЧ-полем замкнутой замедляющей системы.
Типичный многорезонаторный магнетрон представляет собой ус-
тройство (рис. 4.1), в центре которого вдоль оси расположен цилинд-
рический катод с подогревателем 3, окруженный многорезонаторной
системой, выполненной в медном анодном блоке 1. Магнитная индук-
ция В направлена вдоль оси магнетрона. Анодное напряжение 1/а между
анодом и катодом создает электрическое поле, перпендикулярное маг-
нитному.
Резонаторы через продольные щели связаны с пространством вза-
имодействия, расположенным между анодом и катодом. В этом про-
странстве электроны взаимодействуют с СВЧ-полем резонаторной си-
стемы. Электромагнитные поля резонаторов связаны между собой через
пространство взаимодействия и торцовые полости. Для поддержания
рабочего вида колебаний в рассматриваемом магнетроне использованы
связки 2. Вывод энергии — коаксиальный и осуществляется с помощью
петли 4, включенной в один из резонаторов.
В пространстве взаимодействия магнетрона протекают эмиссион-
ные и вторично-эмиссионные процессы, происходит формирование элек-
тронных сгустков и осуществляется передача энергии высокочастот-
ному полю.
Движение электронов в скрещенных электрическом и магнитном
полях. Электронная втулка. Уравнение движения электрона, имеющего
заряд е, массу т и движущегося в магнетроне со скоростью v, опре-
деляется уравнением
F = — е {Е + [vB]}.
В статическом режиме, когда отсутствуют высокочастотные коле-
бания, а скрещенные поля действуют так, что вектор магнитной индук-
ции В направлен в отрицательном направлении оси z и вектор нап-
ряженности электрического поля Е направлен от анода к катоду, урав-
нение движения электрона в декартовой системе координат (рис. 4.2, о)
имеет вид
d2x dy
Fx = т -rr = еВ
dt2 dt
78
Рис. 4.1. Схема устройства многорезонатор-
ного магнетрона:
1 — анодный блок; 2 — связки; 3 — катод с подо-
гревателем ; 4 — петлевой вывод энергии
Анод
'.//„/и,,,,,,,
Рис. 4.2. К анализу
уравнений движе-
ния в декартовой (д)
и в цилиндрической
(б) системах коор-
динат
d 2у dx
F.. = т -—з- = еЕ— еВ ——;
у dt2 dt
F rf2z П
F= = ’» *r=°.
а в цилиндрической системе координат (рис. 4.2, б) — вид
Fr = т
/ dr dtp d2<?\ dr
F9 = m 2 —- —— + г-—5- = e~B;
\ dt dt dt2 I dt
F d2z n
F. = »,y=0.
Вывод уравнений траекторий движения электронов в магнетроне на
основании приведенные выражений подробно изложен, например, в
[1, 4, 8].
В плоском магнетроне (рис. 4.3) электроны движутся по трохои-
дальным траекториям 1 — 4, а в цилиндрическом — они имеют эпитро-
хоидальные траектории (рис. 4.4, а — в). Такие траектории описывает
точка, расположенная на фиксированном расстоянии от центра круга,
79
Рис. 4.3. Трохоидальные траектории электронов в плоском
магнетроне
катящегося по катоду (см. рис. 4.3) с угловой скоростью, соответ-
ствующей циклотронной частоте
соц = е/(тВ). (4.1)
Если начальная скорость электрона в направлении, перпендикуляр-
ном векторам Е и Н, отсутствует (х0 = 0 или <р0 = 0), то траектории
электронов циклоидальные (кривая 2 на рис. 4.3) или эпициклоидаль-
ные (рис. 4.4,6); их описывает точка, лежащая на ободе катящегося
круга. При х < 0 или <р0 < 0 трохоида или эпитрохоида удлиняются
(рис. 4.3, кривая 1; рис. 4.4, а); их описывают точки, лежащие на
радиальном выступе вне круга. При х > 0 или <р > 0 трохоида или
эпитрохоида укорачиваются (рис. 4.3, кривая 3; рис. 4.4, в). В этом слу-
чае их описывают точки, расположенные внутри круга.
Линейная скорость центра катящегося круга определяется отноше-
нием напряженности электрического поля к магнитной индукции:
гц = Е/В. (4.2)
На основании (4.1) и (4.2) радиус круга
R = Гц/сОц = тЕ/(еВ2). (4.3)
Если х0 = гц, то трохоида превращается в прямую (4 на рис. 4.3),
которую описывает точка, находящаяся в центре круга.
fl) 6) В)
Рис. 4.4. Эпитрохоидальные траектории электронов в ци-
линдрическом магнетроне;
а - фо < 0; б — фо = 0; в - ф0 > 0
80
Рассмотрим критический режим магнетрона со сплошным анодом
(рис. 4.5). Под критическим режимом понимают режим отсечки анод-
ного тока, который наступает тогда, когда в результате увеличения
магнитной индукции электронные траектории лишь касаются анода на
вершине эпитрохоидальной траектории. Это имеет место при крити-
ческом значении индукции Вкр. При дальнейшем увеличении магнит-
ной индукции, когда В > Вкр, электронные траектории «отрываются»
от анода (рис. 4.5) и наступает двухпоточное состояние (один поток
электронов движется к аноду, другой — от анода к катоду). Поэтому при
В > Вкр, если не возникают СВЧ-колебания, анодный ток магнетрона
прекращается.
В критическом режиме электроны имеют у поверхности анода
только азимутальную составляющую скорости г9а = гафа. Так как
высокочастотные колебания отсутствуют, то работа eUa, совершаемая
электрическим полем при пролете электрона от катода к аноду, пол-
ностью переходит в кинетическую энергию, т. е. eUa = т (гафа)2/2,
откуда /------
(4-4)
Распределение азимутальных скоростей электронов в цилиндриче-
ском пространстве взаимодействия получают из уравнения движения
d (rnr2 ф) = eBrr. Интегрирование этого уравнения при начальных усло-
виях фк. = 0 и rk. = 0 дает
ф = 0,5<вц [1 - (гк/га)2]. (4.5)
Определяя <ра из (4.5) при г = га и подставляя его в (4.4), полу-
чаем для критического режима
м
в2 J
Z кр
1 е 2
---
8 та
(4-6)
На рис. 4.6 приведена парабола критического режима, определяемая
выражением (4.6). Заштрихованная область, расположенная выше пара-
Рис. 4.5. К рассмотрению критиче-
ского режима магнетрона
Рис. 4.6. Парабола крити-
ческого режима магне-
трона
81
Рис. 4.7. Электронная
«втулка» вокруг катода
магнетрона
болы, соответствует режиму, когда магнетрон
со сплошным анодом проводит постоянный
ток (т. е. все электроны достигают анода).
Ниже параболы токопрохождение в статиче-
ском режиме отсутствует. Парабола критиче-
ского режима имеет важное значение при ха-
рактеристике работы магнетрона как в стати-
ческом режиме, так и при наличии СВЧ-колеба-
ний. Основной интерес представляет область
ниже параболы, поскольку в динамическом
режиме, как это будет показано, электроны,
которые попадают в тормозящую фазу азиму-
тального электрического СВЧ-поля, двигаясь
по укороченным эпитрохоидальным траекто-
риям, постепенно смещаются к аноду. Поэтому
при наличии СВЧ-колебаний в магнетроне протекает постоянный ток.
В статическом режиме в области отсечки анодного тока электроны,
вылетающие из катода, не достигают анода и образуют вокруг ка-
тода электронную «втулку», ограниченную радиусом гвг (рис. 4.7).
Определим зависимость радиуса электронной «втулки» от анодного
напряжения и магнитной индукции.
Постоянный потенциал Uj внутри «втулки» вблизи ее границы
(при г » гвт), где нет радиальной составляющей скорости электронов,
может быть найден из баланса кинетической и потенциальной энергий
0,5 тг2 ф2 = eU
С учетом (4.5) получаем
1т. .(, г2\2
Г-р-)
(4-7)
Напряженность электрического поля в этом случае с учетом (4.7)
„ dU, 1т ri\(. \ 1 е А И \
= и2 г - — 1 + 4 = —— B2r 1 - -4- . (4.8)
dr 4 е \ г )\ r J 4 т \ г J
За пределами «втулки» (при г > гвт) в отсутствие пространствен-
ного заряда распределение потенциала можно считать логарифмическим,
как в цилиндрическом конденсаторе. При этом для напряженности
электрического поля
где L/BT — потенциал
Г ^вт-
Приравнивая
получаем
Е _ Цл- t/вт
2 rlnra/rBT ’
на границе «втулки», определяемый из (4.7) при
(4.9)
границе «втулки» Ег = Е2 из (4.8) и (4.9), имеем
гП _ Ц,-ивт
•вт/ Гвт1п(га/гвт) ’
откуда находим
на
J___е d2 f i „
. & * ВТ I 1
4 in X
В2»вт 1 -
2 ( 1 Ч—у- I In — +11 — -у-
\ ВТ / 7*ВГ \ ВТ у
. (4.10)
82
Рис. 4.8. Структуры электрических
(сплошные) и магнитных (штрихо-
вые) силовых линий в системе типа
«щель — отверстие»:
О — силовые линии направлены на чи-
тателя и х — от него
Из выражения (4.10) можно определить радиус г01 при U.A < 17а.кр
и В > В1Г. В критическом режиме, когда гвт= га, выражение (4.10) пере-
ходит в (4.6).
Виды колебаний в резонаторной системе магнетрона. Разделение
видов колебаний. Рассмотрим электромагнитные колебания в резо-
наторной системе магнетрона. В конструкциях классических магне-
тронов используют колебательные системы, представляющие собой
цепочки связанных резонаторов, свернутые и замкнутые в кольцо
(см. рис. 4.1).
Допустим, что анодный блок магнетрона содержит четное число
связанных между собой полых резонаторов, расположенных на равных
расстояниях вдоль окружности анода. Если все резонаторы одинаковы,
то структуры электромагнитных полей в них должны быть также
одинаковыми. Однако колебания в резонаторах могут быть сдвинуты
по фазе, поэтому структура электромагнитного поля в кольцевом
пространстве взаимодействия зависит от угла фазового сдвига (рис. 4.8).
Из рисунка видно, что электрические силовые линии сосредоточены
в щелях резонаторов, где они имеют в основном азимутальные состав-
ляющие, и «провисают» в пространство взаимодействия. Высокоча-
стотное магнитное поле сосредоточено в отверстиях резонаторов. Маг-
нитные силовые линии направлены вдоль осей отверстий и замыкаются
через торцовые полости. В случае, показанном на рисунке, структуры
электромагнитных полей в резонаторах одинаковы, но силовые линии
имеют различное направление, т. е. колебания в соседних резонаторах
противофазны.
Рассмотрим, как влияет угол фазового сдвига <р между колебани-
ями в соседних резонаторах на структуру электромагнитного поля
в кольцевом пространстве взаимодействия. В замкнутом пространстве
взаимодействия углы сдвига фаз между колебаниями в соседних
резонаторах на резонансных частотах имеют дискретные значения,
определяемые условием замкнутости (табл. 4.1) <pN = 2ля, где п =
= 0, 1, 2, 3, ..., откуда
ф = 2xn/N. (4.11)
Это означает, что в симметричном анодном блоке могут устано-
виться различные виды колебаний, определяемые номером п = 0, 1,
2, 3, ....
83
Таблица 4.1. Значения углов <р для различных видов колебаний при N = 8
Параметр Вид колебаний, п
1 2-|. 3 4 5 6 7 1 8
(р 0 л/4 л/2 Зл/4 л 5л/4( —Зл/4) Зл/2(-л/2) 7л/4(-л/'4) 2л(0)
Структуры высокочастотных электрических полей в пространстве
взаимодействия 8-резонаторного анодного блока для видов колебаний
с номерами п = 0 — N/2 приведены на рис. 4.9.
Из рис. 4.9 видно, что номер п определяет количество простран-
ственных периодов высокочастотного поля в азимутальном направле-
нии, т. е. количество замедленных длин волн, укладывающихся в коль-
цевом пространстве взаимодействия.
Наибольший практический интерес'представляет л-вид колебаний,
для которого п = N/2 и <р = л, т. е. колебания в соседних резонаторах
являются противофазными (рис. 4.9, а). Нулевой вид колебаний харак-
теризуется синфазными колебаниями во всех резонаторах и соответ-
ственно одинаковым направлением электрических силовых линий, «про-
висающих» из резонаторов в пространство взаимодействия (рнс. 4.9, б).
Картина поля каждого вида колебаний изменяется с частотой, соот-
ветствующей резонансной частоте данного вида колебаний.
На рис. 4.10 представлены эпюры азимутальной составляющей
электрического поля Е9 в развернутом пространстве взаимодействия.
Огибающая этих эпюр является синусоидальной (косинусоидальной)
функцией, число периодов которой соответствует номеру вида колеба-
ний н.
Покажем, что эпюры полей видов колебаний с номерами п > N/2
повторяют соответствующие эпюры видов колебаний при п < N/2; это
имеет место для видов колебаний, номера которых
и = N/2 ± К, где К = 1, 2, ..., N/2 - 1. (4.12)
В качестве примера рассмотрим виды колебаний п = 2 и н = 6.
Несмотря на то что огибающие эпюр Еф в виде косинусоид, изображен-
ных сплошными линиями, имеют различное число периодов, прихо-
дящееся на 8 ячеек развертки пространства взаимодействия, эпюры Еф,
Рис. 4.9. Электрическое поле в пространстве взаимодействия 8-резонаторного
магнетрона при различных видах колебаний:
а-и = 4, ф = л;б — л = 0, ф = 0;в-и=1, ф = я/4; г - п = 2, <р = п/2; д - п = 3, <р = Зл/4
84
Рис. 4.10. Эпюры компоненты для различных видов колебаний:
а — п = 0, <р=0; о — п = 4, <р=тг; в —/1=1, <р = тг/4; г — п = 2, <р = г. '2;
д — п = 6, <р = — тг/2
заштрихованные вертикальными линиями на рис. 4.10, г, д, для п = 2
и л = 6 не отличаются друг от друга. Структуры полей этих видов
колебаний тоже одинаковы. Это означает, что они обладают одинако-
выми резонансными частотами. Такие виды колебаний называют
вы рожден н ыми.
Итак, в соответствии с (4.12) в 8-резонаторной системе магнетрона
вырожденными являются виды колебаний с п = 3 и п = 5, п = 2 и и = 6,
а также с и = 1 и и = 7. Заметим, что углы фазовых сдвигов для
этих видов колебаний согласно (4.11) удовлетворяют соотношению
<р„ = 2тс — <pw_„ и что для нулевого и л-видов колебаний вырождение
отсутствует.
Рассмотрим, чем отличаются между собой вырожденные виды ко-
лебаний и при каких условиях вырождение снимается. Очевидно, что
для каждого вида колебаний «провисание» электрических силовых ли-
ний из резонаторов в пространство взаимодействия периодически из-
меняется и может быть представлено в виде стоячих волн для синфазных
и противофазных колебаний, а для остальных видов колебаний — в
виде волн, бегущих вдоль пространства взаимодействия. Можно про-
вести аналогию с бегущей рекламой, образованной множеством элек-
трических лампочек, зажигаемых в различные моменты времени. Из
рис. 4.10, г для п = 2 видно, что через четверть периода электромаг-
нитных колебаний огибающая эпюр (заштрихованы горизонталь-
85
ними линиями) займет положение синусоиды, обозначенной штриховой
линией. Иными словами, получаем, что «реклама» эпюр в этом слу-
чае «бежит» в положительном направлении <р.
Если рассмотреть смещение во времени эпюр вида колебаний п = 6
на рис. 4.10, д, то оно может быть представлено волной, бегущей
в отрицательном направлении ср. Изменение направления азимуталь-
ного смещения эпюр для видов колебаний с н > N/2 соответствует
знаку минус перед значениями в табл. 4.1.
Итак, можно сказать, что вырожденные виды колебаний имеют вид
бегущих волн, распространяющихся в различные стороны вдоль про-
странства взаимодействия. Интерферируя, они образуют стоячие волны
в пространстве взаимодействия (аналогично л-виду колебаний). Струк-
туры полей вырожденных видов колебаний в фиксированный момент
времени показаны на рис. 4.9, в, г, д. В отличие от колебаний л-вида
(см. рис. 4.9, б), пучности стоячей волны которых расположены всегда
против щелей резонаторов, стоячие волны вырожденных видов коле-
баний относительно резонаторов могут располагаться по-разному: на
входе щели резонатора может оказаться как пучность, так и узел.
Если в резонаторе имеется неоднородность, например к нему
подключен вывод энергии, то эта неоднородность будет оказывать
различное воздействие на стоячую волну в пространстве взаимодей-
ствия в зависимости от того, как эта волна ориентирована относи-
тельно резонатора. Очевидно, что неоднородность не окажет заметного
влияния на структуру поля и на резонансную частоту многорезона-
торпой системы, если она будет введена в узел стоячей волны.
Наоборот, резонансная частота системы изменится и наиболее суще-
ственно, если неоднородность окажется в пучности стоячей волны.
Оба состояния симметричны и могут возбуждаться почти с одинако-
вой вероятностью. Их резонансные частоты близки между собой и
получили название дублетов. Расщепление на дублеты может явиться
причиной нестабильной генерации магнетрона, если он работает на
одном из вырожденных видов колебаний. Очевидно, что дублеты не
возникают на синфазном (ср = 0) и противофазном (ср = л) видах коле-
баний и в этом отношении нулевой и л-виды колебаний имеют пре-
имущества перед другими видами.
Одной из важных проблем при изучении свойств колебательной
системы магнетрона является нахождение резонансных частот каждого
из видов колебаний. Для определения спектра видов колебаний в первом
приближении можно воспользоваться методом эквивалентных схем.
Необходимо отметить, что этот метод весьма приближенный и может
дать лишь качественное представление о спектре видов колебаний
магнетрона. Строгое решение этой задачи обеспечивается полевыми
методами, основанными на решении уравнений Максвелла с учетом
сложных граничных условий. Однако метод эквивалентных схем более
нагляден и удобен для объяснения наблюдаемых явлений.
На рис. 4.11 приведена простейшая эквивалентная схема многорезо-
наторной системы магнетрона. Каждый резонатор представлен в виде
параллельного контура с емкостью Ср и индуктивностью L,,; Ск —
емкость анод — катод, М — взаимная индуктивность соседних резона-
86
торов. Электромагнитная связь между
резонаторами осуществляется через
пространство взаимодействия, где
преобладает связь по электрическому
полю, и через торцовые полости — по
магнитному полю (см. рис. 4.8). Если
анодный блок имеет большую осевую
протяженность (длинный блок), где
поверхности анодных ламелей, обра-
щенных к катоду, велики и емкости Ск
значительны, то в нем преобладает
электрическая связь. В коротком анод-
ном блоке основной является магнит-
ная связь.
Рассмотрим эквивалентную схему Рис 411. простейшая эквивалент-
многорезонаторной системы маг- ная схема многорезонаторной си-
нетрона с длинным анодным блоком, стемы
где взаимной индуктивностью мож-
но пренебречь. Так как магнетрон равнорезонаторный, то можно
рассмотреть только одну ячейку эквивалентной схемы (рис. 4.12).
Обозначим напряжение и ток на входе ячейки U и I. Тогда на ее
выходе напряжение и ток можно обозначить С/е74’ и /е7ф. Изменение
напряжения на одной ячейке за счет прохождения тока I через сопро-
тивление Z„ = ------------ определяется значением U — Uc'v. Поэтому
jmCpN/tjaLp)
U-U^ = IZp. (4.13)
Изменение тока на одной ячейке на I — /е7ф вызывается утечкой
тока через сопротивление ZK = 1/(/шСк). Отсюда
I - 1е7ф = С/е7ф/гк. (4.14)
Из (4.13) н (4.14), используя формулу Эйлера cos<р = 0,5(еУч> + е-7ф),
получаем
coscp = 1 + 0,5Zp/ZK. (4.15)
Подставив в (4.15) Zp и ZK и обозначив LpCp как сор, находим
(Т
- ыо/|/ 1 + 2Ср[1 _ COS(2^/2V)] ’
Рис. 4.12. Эквивалентная схема ячейки магнетрона
87
т. е. резонансная длина волны п-го вида колебаний
Кп = А + 2СР[1 - co*s(2™/AT)] ’ (4'16)
где Хр — резонансная длина волны одного резонатора.
При анализе эквивалентной схемы резонаторной системы короткого
анодного блока магнетрона аналогичное выражение получается в виде
/1 --—-cos-^-. (4.17)
Из формул (4.16) и (4.17) следует, что виды колебаний с номерами,
определяемыми выражением (4.12), являются вырожденными, так как
имеют одинаковые резонансные длины волн.
На рис. 4.13 представлены спектры видов колебаний многорезона-
торных магнетронов, построенные согласно (4.16) и (4.17). Интересно
отметить, что характер зависимостей Х„(н) при электрической и магнит-
ной связях резонаторов различен. В магнетронах с длинными анод-
ными блоками тг-вид колебаний самый коротковолновый (кривая 1),
а при коротких анодных блоках тг-вид наиболее длинноволновый
(кривая 2).
Непременным условием нормальной работы магнетронного гене-
ратора является его стабильность, т. е. возможность работы, как пра-
вило, на одном виде колебаний без самопроизвольного перехода на
другие виды. Возможность возбуждения побочного вида колебаний при
прочих равных условиях значительно уменьшается, если частоты рабо-
чего, например тг-вида (и = ЛГ/2), и соседнего (п = N/2 — 1) вида коле-
баний достаточно разделены. Разность частот этих видов колебаний
называют разделением видов и выражают в процентах по отношению
к резонансной частоте тг-вида:
Л///„ = — I А’/2 ~ Af/2-1 IAw/2, (4.J8)
где ЛХ показана на рис. 4.13.
Очевидно, что чем больше разделение частот этих видов колебаний,
тем более стабильна работа магнетрона. Чтобы работа магнетрон-
ного генератора была устойчива, желательно иметь разделение частот
тг-вида и ближайшего к нему (N/2 — 1) вида ~ 10 ч-20%. В реаль-
ных магнетронах, если не предпринимать дополнительных мер, разде-
ление видов колебаний составляет единицы процентов. С увеличением
числа резонаторов разделение видов ухудшается.
В конструкциях магнетронных генераторов широко применяют два
основных способа разделения видов колебаний: с помощью связок
в равнорезонаторном анодном блоке и за счет использования разно-
резонаторных систем.
Рассмотрим действие связок, которые изготовляют в виде ленточ-
ных или проволочных колец 1 (рис. 4.14) и подключают к ламелям 2
анодного блока через одну (одна связка соединяет все нечетные ла-
мели, другая — все четные). На эквивалентной схеме связки можно пред-
88
Рис. 4.13. Спектры видов коле-
баний многорезонаторных си-
стем магнетронов с длинным (1)
и коротким (2) анодными бло-
ками
Рис. 4.14. Схема подключения
связок
ставить в виде двухпроводной линии, к которой параллельно подклю-
чены резонаторы. На л-виде колебаний связки подключены к ламелям
с одинаковыми потенциалами и одинаковыми мгновенными зарядами
(рис. 4.14). При этом они «удерживают» л-вид колебаний. Токи по
связкам не протекают, и на л-виде колебаний их действие характе-
ризуется введением в резонаторную систему дополнительной емкости
связок Ссв, образованной зазорами между кольцами связи и ламелями,
к которыми связки не подключены.
Если свести эквивалентную схему равнорезонаторного магнетрона
к простому параллельному контуру с индуктивностью LNI2 и емкостью
Cn/2 (рис. 4.15, а), то резонансная частота л-вида колебаний при нали-
чии связок уменьшается вследствие добавления емкости Ссв.
На соседнем виде колебаний при п = N/2 — 1 связки оказываются
подключенными к ламелям с различными потенциалами и по ним
должны протекать уравнительные токи. В этом случае связки могут
быть представлены в виде дополнительной индуктивности Д.в, подклю-
ченной параллельно индуктивности контура с элементами и
Lh/2-i (рис. 4.15, б). Общая индуктивность контура при этом умень-
шается и резонансная частота возрастает.
Кольца связи, как правило, применяют в коротких анодных бло-
ках, так как для длинного блока внешние (торцовые) связки малоэф-
фективны. При введении колец связи изменяется (рис. 4.16) спектр
видов колебаний для короткого анодного блока многорезонаторного
a) S)
Рис. 4 15. Эквивалентные схемы подключения связок на
л-виде колебаний (а) и иа виде колебаний н = Л’;2 —1 (б)
8»
ний для короткого анод-
ного блока при введении
связок (2)
перечные сечения заштрихованы):
/ — катод; 2 — связки; 3 — ламель
магнетрона. Поскольку действие связок характеризуется увеличением
резонансной длины волны на тг-виде колебаний и ее уменьшением
на соседнем виде при п = N/2 — 1, постольку разделение видов колеба-
ний увеличивается, т. е. ДХ2 >
Наиболее эффективны широкие связки, вносящие большую емкость
и называемые «тяжелыми», а также двойные двусторонние связки
(рис. 4.17). При использовании двойных двусторонних связок разде-
ление частот видов колебаний может достигать 15 — 20% и более,
а в магнетронах дециметрового диапазона, где применяются «тяжелые»
связки, — около 50%.
Необходимо отметить, что введение колец связи ухудшает собст-
венную добротность резонаторной системы. Увеличение потерь, вноси-
мых связками, становится особенно заметным в диапазонах длин волн
короче 3 см, где размеры колец связи и расстояние между ними
весьма малы. Поэтому в коротковолновых магнетронах вместо связок
используются разнорезонаторные системы анодных блоков.
Рассмотрим возможности разделения видов колебаний в разноре-
зонаторных системах (рис. 4.18, а). Соседние резонаторы анодного блока
имеют разные размеры. Одинаковые по размеру резонаторы чередуются,
образуя группу больших 1 (так называемых длинноволновых) и группу
малых 2 (коротковолновых) резонаторов. Одна ячейка разнорезона-
торной системы, эквивалентная схема которой приведена на рис. 4.18,6,
состоит из двух ступеней, соответствующих паре соседних резонато-
ров — большому и малому. Фаза напряжения и тока при прохож-
дении двухступенчатой ячейки изменяется на 2<р, т. е.
U - = ZJ + Z2 [I -(U - IZi IZJ] ;
I - = (U - IZf)/ZK + Ue^/z»
где Zt и Z2 — сопротивления большого и малого резонаторов. Из этой
системы уравнений получаем дисперсионное уравнение
cos 2<р = 1 + Zi/ZK + Z2]Z^ + Z tZ2IZl,
из которого, пренебрегая последним слагаемым, являющимся произве-
дением малых величин, и подставляя значения Zb Z2, ZK, находим, что
cos 2<р % 1 + (Ск/С[)/[1 — («[/со)2] + (Ск/С2)/[1 — (coj/co)2], (4.19)
90
1
Рис. 4.18. Схема устройства разнорезонаторной системы (а)
и эквивалентная схема одной из ее ячеек (б)
где о>1 = 1/i/LjCj; со2 = 1/|/L2C2 — резонансные частоты соответствен-
но большого и малого резонаторов.
При колебаниях л-вида, когда cos2cp = 1, из (4.19) получаем
1 1
С, [1 — (coj/co)2] “ С2[1 -(со2/со)2] ~ ’
а резонансная частота л-вида колебаний
/Ctcof + С2со2
/ С, + С2
Ц+Ь2\ 1 1
LiL2 J (Ci + С2) j/Lj С|
Здесь £| и С| — суммарные индуктивность и емкость при параллельном
включении индуктивностей и емкостей большого и малого резона-
торов.
Из полученного выражения для оу, следует, что резонансная частота
л-вида колебаний определяется контуром, образованным параллельно
включенными большим и малым резонаторами. Поэтому резонансная
длина волны л-вида колебаний должна иметь промежуточное значение
между резонансными длинами волн этих резонаторов.
Значения резонансных частот или длин волн других видов колеба-
ний могут быть получены из (4.19) для соответствующих углов ср.
Наличие двух групп резонаторов приводит к тому, что зависимость
Х„(н) представляется в виде двух кривых в длинноволновом и корот-
коволновом участках спектра видов колебаний. Если для длинновол-
новых резонансов (при со, близкой к coj пренебречь третьим слагаемым
в правой части выражения (4.19), а для коротковолновых (при со,
близкой к со2) пренебречь вторым слагаемым, получим общее выра-
жение _________________________
= 42 А + й; (4'20)
в котором индексы 1 и 2 относятся к длинноволновой и коротко-
волновой группам резонаторов соответственно.
91
Рис. 4.19. Спектр видов колеба-
ний разнорезонаторной системы
Рис. 4.20. К объяснению по-
явления нулевого вида коле-
баний в разнорезонаторной си-
стеме с колебаниями тг-вйда
Выражение (4.20) полностью соответствует (4.16), так как в данном
случае емкость анод — катод при рассмотрении каждой группы резо-
наторов должна удваиваться. При этом удвоение угла 2<р = 4itn/N
приводит к возрастающей зависимости Х„(и) при п > N/4, как это видно
из рис. 4.19, где приведен спектр видов колебаний 16-резонаторного
магнетрона, содержащего по 8 больших и малых резонаторов.
Поскольку тг-вид колебаний занимает промежуточное положение
в спектре, разделение видов колебаний в разнорезонаторной системе
определяется разделением длинноволновой и коротковолновой ветвей
спектра, т. е. разнорезонаторностью, которую можно охарактеризовать
отношением длин большого и малого резонаторов (Zi//2)- Обычно это
отношение выбирают в пределах /1/12 2. Так как на я-виде колеба-
ний пространственный период охватывает два резонатора (и = IV/2),
то при разнорезонаторной системе пучность стоячей волны электри-
ческого поля £ф и узел высокочастотного тока i оказываются внутри
большого резонатора (рис. 4.20). Из рисунка видно, что при /, ?= 12
по всем ламелям протекают азимутальные токи в одном направлении
и их интенсивность возрастает по мере увеличения разнорезонаторности.
При этом возбуждается азимутально-симметричный нулевой вид ко-
лебаний, мешающий колебаниям тг-вида. Поэтому при увеличении раз-
норезонаторности ухудшается структура поля тг-вида колебаний и
уменьшается к. п. д. магнетрона. Отношение резонансных длин волн
больших и малых резонаторов выбирают, исходя из компромиссных
соображений, в пределах 1,8 — 2,0. При этом разделение видов коле-
баний достигает 10%.
Известны и другие способы разделения видов колебаний. К ним
относятся использование стабилизирующего резонатора, связанного
с многорезонаторной системой щелями, расположенными через один
резонатор в коаксиальном магнетроне (см. § 4.2), а также применение
встречно-штыревой резонаторной системы в магнетронах, настраивае-
мых напряжением (см. § 4.3).
Взаимодействие электронов с высокочастотным полем резонаторной
системы магнетрона. Электронные «спицы». Рассмотрим взаимодей-
ствие электронного потока с высокочастотным полем, причем будем
считать, что электронные процессы происходят в режиме отсечки
92
постоянного анодного тока, при котором Ua < Ua кр, а В > В т. е.
когда под действием скрещенных электрического и магнитного постоян-
ных полей вокруг катода образуется вращающаяся электронная
«втулка».
Как отмечалось ранее, стоячие волны каждого вида колебаний в
пространстве взаимодействия могут быть представлены в виде двух
бегущих волн. При наличии электронного потока, вращающегося вок-
руг катода в направлении, определяемом ориентацией постоянного
магнитного поля, взаимодействие электронов происходит с одной из
бегущих волн, составляющих стоячую волну. Поэтому при анализе
электронных взаимодействий в магнетроне используют концепцию
бегущих волн, рассматривая фазовые скорости основных волн и их
пространственных гармоник для каждого вида колебаний.
Представим пространство взаимодействия в виде линии передачи
типа «цепочка связанных резонаторов». Это периодическая структура
с длиной пространственного периода по поверхности анода d = 2лг,/^У.
Допустим, что вдоль поверхности анода синхронно с бегущей вол-
ной движется наблюдатель, который регистрирует одну и ту же фазу
высокочастотных колебаний в щелях резонаторов, попадающихся на
его пути. Очевидно, что при этом наблюдатель движется с фазо-
вой скоростью бегущей волны и должен проходить от одного резо-
натора до другого за время
X = <р/а>„ + рТ= + рТ,
где со„ — круговая частота (угловая скорость) n-го вида колебаний; Т —
период высокочастотных колебаний; р = 0, +1, +2, ... — номер про-
странственной гармоники, знак которой определяется направлением
движения наблюдателя.
Итак, фазовую скорость волны, бегущей вдоль поверхности анода,
определяем в виде
Рф = d/x = со„га/(и + pN), (4.21)
а угловую фазовую скорость в пространстве взаимодействия магнет-
рона - как
Пф = гф/га = го„/у, (4.22)
где у = и + pN — постоянная, имеющая смысл угловой постоянной
распространения р-й пространственной гармоники n-го вида колебаний
(табл. 4.2). Заметим, что все пространственные гармоники л-го вида
колебаний имеют одинаковую частоту /„ = со„/(2л).
Таблица 4.2. Значения у для 8-резонаторной системы магнетрона
р п
0 1 1 2 3 1 4
0 0 1 э 3 4
+ 1 8 9 10 11 12
-1 -8 — 7 -6 — 5 — 4
+ 16 17 18 19 20
— 2 - 16 -15 -14 -13 -12
93
Из (4.22) и табл. 4.2 видно, что с увеличением номера простран-
ственной гармоники уменьшаются фазовые скорости прямых и обрат-
ных волн, вращающихся в пространстве взаимодействия. Волны, име-
ющие наибольшие фазовые скорости, являются основными и имеют
наибольшие амплитуды в пространстве взаимодействия.
Из табл. 4.2 следует, что на тг-виде колебаний (при н = N/2) основ-
ными являются прямая волна нулевой (р = 0) и обратная волна минус
первой (р = — 1) пространственных гармоник. Так как на тг-виде колеба-
ний прямая и обратная волны имеют одинаковые по абсолютному
значению фазовые скорости, то несущественно, с какой из волн будут
взаимодействовать электроны.
Заметим, что волны, распространяющиеся в пространстве взаимо-
действия, в основном являются замедленными (кроме нулевой гармо-
ники нулевого вида колебания). Коэффициент замедления определяется
выражением
Кзам = Фф = ^„у/(2тсга);
его значение зависит от у и от того, насколько длина волны и-го
вида колебаний превышает длину окружности анода.
Длина замедленной волны Хзам = Х„/Кзам = 2тгга/у, т. е. у определяет
и количество замедленных волн, укладывающихся вдоль окружности
анода.
Рассмотрим механизм сортировки электронов в Пространстве вза-
имодействия магнетрона и принцип передачи энергии электронов высо-
кочастотному полю.
На рис. 4.21 показан участок пространства взаимодействия с высо-
кочастотным электрическим полем в пределах одной замедленной
длины волны. Для удобства этот участок представлен в виде развертки
и в электронной «втулке» выделены электроны 1—4. Под действием
постоянных электрического Ео и магнитного В полей, направления
которых показаны на рисунке, центры электронных орбит движутся
со скоростью vn = E/B в положительном направлении оси <р. В соот-
ветствии с направлением высокочастотного электрического поля
(рис. 4.21, а) эпюры азимутальной и радиальной Ег компонент поля
имеют вид, показанный на рис. 4.21,6. Следовательно, электроны 1—3
движутся в тормозящей фазе азимутального поля, а электрон 4 — в
ускоряющей.
Рис. 4.21. Распределение электрического поля (о) и его ком-
понент (5) в ячейке магнетрона
94
На рис. 4.22 представлено движение каждого из таких электронов
под действием постоянных и высокочастотных полей. На электроны
2 и 4 не действует радиальное электрическое поле, а электроны 1 и 3
находятся под воздействием обеих компонент высокочастотного поля,
причем радиальная компонента, действующая на электрон 1, направлена
от анода к катоду, а для электрона 3 она направлена в противополож-
ную сторону. Электроны движутся по трохоидальным траекториям,
основания которых перпендикулярны суммарному электрическому
полю Е£.
Из рис. 4.22, а видно, что углы наклона оснований циклоид к по-
верхности катода а увеличиваются от электрона 1 к электрону 3.
Поэтому электроны 1 и 3, приближаясь к аноду, уплотняются и груп-
пируются вокруг электрона 2 (рис. 4.22, б), находящегося в нулевом
радиальном поле и в максимуме тормозящей фазы азимутального
электрического поля Еф. Электрон 4 попадает в максимум ускоряю-
щей фазы поля Еф. Угол наклона основания трохоиды к катоду
в этом случае имеет противоположный знак по сравнению с траек-
торией электрона 2, т. е. а4 = — а2. Это означает, что электрон 4 на-
правляется на катод, бомбардируя его на первом витке трохоиды.
Таким образом, «неблагоприятные» электроны, попадающие в уско-
ряющую фазу высокочастотного поля, отбрасываются на катод и
исключаются из взаимодействия.
Электроны, находящиеся в тормозящей фазе, группируются в ее
максимуме и, постепенно смещаясь к аноду, взаимодействуют с тор-
мозящим полем, передавая ему энергию. Длительное взаимодействие
обеспечивается в условиях синхронизма азимутальной скорости центра
электронного сгустка гц = Ео/В с фазовой скоростью взаимодействую-
щей пространственной гармоники.
В системе координат, движущейся со скоростью v,,, группировка
электронов 1—3 выглядит так, как показано на рис. 4.22, в. Электрон-
ные сгустки в пространстве от электронной втулки до анода имеют
95
вид электронных «спиц» 1 (рис. 4.23).
Электронные «спицы» вращаются в
пространстве взаимодействия 3 вокруг
катода 2, находясь в максимумах тормо-
зящих полупериодов азимутального
электрического поля.
Таким образом, при наличии высо-
кочастотных колебаний благоприятные
электроны непрерывным потоком по-
ступают в «спицы» пространственного
заряда и проходят на анод, обеспечивая
постоянный анодный ток в магнетроне.
Неблагоприятные электроны, нахо-
дящиеся в ускоряющей фазе высоко-
частотного поля, удаляются из про-
странства взаимодействия на катод, бомбардируют его, нагревая катод
и вызывая вторичную эмиссию. Поэтому мощные магнетроны после
запуска работают с выключенным накалом катода.
Рассмотренный механизм группировки электронов и передачи энер-
гии высокочастотному полю в магнетроне оказывается наиболее эф-
фективным по сравнению с процессами, протекающими в других элек-
тронных приборах СВЧ. Приборы магнетронного типа имеют самый
высокий электронный к. п. д.
Фазовые условия самовозбуждения магнетрона. Пороговые прямые
и значения минимальных анодных напряжений. Фазовые условия само-
возбуждения магнетрона можно получить из условия синхронизма
скорости электронных «спиц» с фазовой скоростью бегущей волны
в пространстве взаимодействия. Линейная и угловая фазовые скорости
р-й пространственной гармоники и-го вида колебаний определяются
выражениями (4.21) и (4.22), полученными в отсутствие электронного
потока. Определение скорости вращения электронных «спиц» является
непростой задачей, поэтому рассмотрим лишь некоторые приближен-
ные ее решения.
Допустим, что в первом приближении средняя скорость вращения
электронной «спицы» соответствует азимутальной скорости центра
катящегося круга, точки которого описывают трохоидальные траекто-
рии, т. е.
~ ^а/[('а - Кк)В]. (4.23)
Выражение (4.23) справедливо для квазиплоского магнетрона без про-
странственного заряда.
Фазовую скорость взаимодействующей гармоники на среднем ра-
диусе пространства взаимодействия согласно (4.21) представим в виде
(гф)ср = 2л/„гср/у, (4.24)
где гср = 0,5(га + гк).
Приравнивая (4.23) и (4.24), получаем
Ua = к/„(га2 - r2)B/(n + pN). (4.25)
96
Рис. 4.24. К рассмотрению условий самовозбуждения магнетрона
Из (4.25) следует, что синхронизм обеспечивается, если зависимости
Са(В) линейны и имеют разный наклон при различных видах коле-
баний. Для тс-вида Ua = 2тс/„(га — rl)B/N и зависимость Са(В) соответ-
ствует прямой 1 на рис. 4.24, а.
Из формулы (4.25) нельзя получить значений Ua и В, соответ-
ствующих режиму самовозбуждения магнетрона, однако при любом
фиксированном В значения Ua, определяемые из (4.25) оказываются
выше минимальных и близки к номинальным значениям, при которых
параметры магнетрона оптимальны. Поэтому выражение (4.25) обычно
используют при выборе электрического режима магнетрона.
Рассмотрим более строгую формулу, определяющую пороговые пря-
мые Ua(B), называемые линиями Хартри. Линии Хартри могут быть
получены из анализа радиальных сил, действующих на электрон в про-
странстве взаимодействия магнетрона. Это электрическая F3 = еЕ и маг-
нитная Fu = егфВ силы, а также центробежная сила Fa = mv2 /г = тгф2.
Силы F3 и Fa действуют в направлении от катода к аноду, а сила
Вм — от анода к катоду. Кинетическая энергия электрона, движущегося
в радиальном направлении, определяется работой, производимой этими
силами на пути от катода до анода. Работа
А3 = j F3dr = eUa, (4.26)
производимая электрической силой, равна потенциальной энергии элек-
трона. Работы, производимые магнитной и центробежной силами при
условии, что угловая скорость электрона ф не зависит от радиуса г,
соответственно равны:
Гз . Г;| 1
= f FMdr = e<pB f rdr = — е<рВ(г2 - г2); (4.27)
4 Электронные приборы СВЧ
97
Ац = \ F„dr % — m<p2r2. (4.28)
rK 2
Выражение (4.28) получено в предположении, что тангенциальная
скорость электрона на поверхности катода равна нулю, т. е. гтк =
= 4>гк = 0.
Чтобы электрон достиг анода, необходимо выполнение условия
А3 + Ад > Ам, откуда с помощью (4.26) - (4.28), если ф = £>ф, получаем
для порогового анодного напряжения
^а.пор
^(г2-г2)В-
т_( V
М Y 7'
(4-29)
Выражение (4.29) отличается от (4.25) наличием второго члена, не зави-
сящего от магнитной индукции, за счет чего прямая ЕЛ(В) сдвигается
в сторону меньших анодных напряжений. Так, пороговая прямая л-вида
колебаний при у = N/2, т. е.
(U ) - 2тс/"л.2 ,.2. о т/4я/пгау
(б'а.порЛс N Иа гк)В ( у I
на рис. 4.24, а соответствует линии 2.
Пороговые прямые различных видов колебаний, полученные на
основании (4.29), приведены на рис. 4.24,6. Они касаются параболы
критического режима в точках минимальных значений магнитной
индукции
, т
Bmin = 4 —
е
*fn
у(1 - о2) ’
(4.30)
где о = гк/га.
Выражение (4.30) получено из (4.6) и (4.29) в точках касания поро-
говых прямых с параболой критического режима, т. е. для Иакр = (7а.пор.
Известны и другие способы определения значений U.A и В, соот-
ветствующих фазовым условиям самовозбуждения магнетрона. Рас-
смотрим, например, распределение постоянного электрического поля
между катодом и анодом магнетрона в предгенерационном режиме.
На рис. 4.24, в показаны зависимости Et(r) и £2(г) в соответствии
с выражениями (4.8) и (4.9) внутри и снаружи электронной «втулки».
Очевидно, что распределение Е2(г) вне «втулки» пространственного
заряда, где радиальная напряженность электрического поля уменьша-
ется при приближении к аноду, не обеспечивает синхронизма элек-
тронной «спицы» с вращающимся полем бегущей волны. Для под-
держания синхронизма при любом радиусе г между «втулкой» и ано-
дом напряженность радиального электрического поля должна линейно
нарастать согласно равенству Пф = Ес/(Вг), где Ес — синхронная напря-
женность электрического поля (рис. 4.24, в). При этом
£0 = 2л/„Вг/у. (4.31)
Распределение, близкое к (4.31), может быть обеспеченно лишь за счет
действия суммарного электрического поля, состоящего из постоянного
98
и высокочастотного полей. Высокочастотное электрическое поле имеет
экспоненциальное распределение. На рис. 4.24,' в напряженность суммар-
ного электрического поля на участке между «втулкой» и анодом по-
казана штриховой линией.
Рассмотренное распределение электрических полей позволяет пред-
положить, что генерация магнетрона может начаться при напряжен-
ности постоянного электрического поля на поверхности «втулки», равной
синхронному значению (рис. 4.24, г). При этом Et = Е2 = Ес„, где
Ес вт — синхронная напряженность электрического поля на поверхности
«втулки» радиуса rBTmin, соответствующей минимальному анодному
напряжению Uamin.
Используя (4.8) и (4.31) при г = rBTmin, т. е.
— —В2г
4 т вттп
1 -
_ 2л/,
Y
Rr
вт mm 9
получаем
^Brmin — 4 _______________ •
]/1 - 8тл/„/(еуВ)
(4.32)
Минимальное анодное напряжение для г — rBTmin можно получить
из равенства Е2 = Есп с помощью (4.9), (4.10) и (4.31). В результате
соответствующих подстановок находим
(2 \ 2
1--^-)’ (4.33)
• о* uuu ~вт min '
Зависимость t/amin (В), построенная согласно (4.33) для л-вида колебаний,
представлена на рис. 4.24, а кривой 3.
Из (4.32) видно, что при уменьшении магнитной индукции значение
гв, min увеличивается и минимальному значению индукции соответствует
равенство гвтт1П = га, т. е. условие критического режима. Из (4.32) при
Гвт min = га получаем
Bmin = 8 — • (4.34)
е у(1 — о )
Очевидно, что значение C/amin при В = Bmin лежит на параболе
критического режима. Можно показать, что значение Bmin, определяемое
выражением (4.34), превышает минимальную индукцию, рассчитанную по
(4.30). Поэтому на рис. 4.24, а линии Lramin (В) начинаются при
несколько более высоких значениях С/а, чем пороговые прямые. По
мере увеличения магнитной индукции линии I7aniin (В) пересекают
пороговые и идут ниже линий Хартри.
Фазовые условия самовозбуждения магнетрона, определяемые выра-
жением (4.33), более точно соответствуют экспериментальным данным,
чем получаемые на основании линий Хартри.
Однако необходимо заметить, что фазовые условия самовозбуж-
дения не определяют границу зоны генерации магнетрона. Эта зона
(заштрихована на рис. 4.24, д) определяется амплитудными условиями
4*
99
самовозбуждения, которые будут рассмотрены далее. Поэтому значения
Us, определяемые линиями Uamin (-8), не соответствуют нижним
границам зон генерации различных видов колебаний в магнетроне.
Итак, возбуждение определенного вида колебаний в магнетроне
связано с выбором электрического режима, т. е. со значениями
анодного напряжения и магнитной индукции. Изменение Ua при
фиксированном значении В приводит к перескокам частоты генерации
с одного вида колебаний на другой вблизи границ зон генерации.
Для нулевых пространственных гармоник, т. е. при у = п, колебания
л-вида являются самыми низковольтными. Это определяет также пре-
имущества использования л-вида колебаний при работе магнетрона
в импульсном режиме: на фронтах импульса не возбуждаются другие
виды колебаний.
Особенности характеристик электронных проводимостей магнетрона.
4 Амплитудные условия самовозбуждения. Активная и реактивная состав-
ляющие электронной проводимости магнетрона, как и для любого
электронного генератора с резонансной колебательной системой, могут
быть представлены в виде
G, = ^"авед cos'/Э- и Вэ = ginуЭ, (4.35)
V т U т
где /„авед— амплитуда наведенного тока; Um — амплитуда высоко-
частотного напряжения, действующего на зажимах эквивалентного
контура; уЗ — угол фазового сдвига между наведенным током и высоко-
частотным напряжением; 3 — угол, определяющий положение электрон-
ной «спицы» (рис. 4.25).
Амплитуда наведенного тока по теореме Шокли — Рамо для цилинд-
рического магнетрона согласно (1.9) выражается следующим образом:
'•а&п
Дивед = У?а f (р(£1фгф + Elrvr) rdrdtp, (4.36)
7 вт$л
где ?а — осевая протяженность анода; Эл и — углы, соответствующие
левой и правой границам электронной «спицы».
Электронная «спица» может иметь сложную форму, так как положе-
ния ее границ зависят от соотношений между напряженностями
постоянного и высокочастотного электрических полей и изменяются
в радиальном направлении (рис. 4.25). Из рисунка видно, что при
Еа < Еса синхронизм у анода обеспечивается добавлением радиальной
компоненты высокочастотного электрического поля к постоянной. Усло-
вие Еа + Еп = Еса определяет угол Эпа, т. е. положение правой границы
«спицы» на ее вершине. Здесь обеспечивается синхронная скорость
электронов. При Ео + Ег > Ес азимутальная скорость электронов выше
синхронной и по мере приближения к аноду левая граница «спицы»
смещается к ее правой границе. Поэтому электронная «спица» имеет
сужающуюся форму. Ее левая граница на аноде определяется углом
9ла, а фазовое положение вершины спицы — углом Эа = 0,5(Э1а + Эпа).
Границы электронной «спицы», а также переменные величины, вхо-
100
дящие в (4.36), в том числе и плотность заряда р, зависят не
только от координат <р и г, но и от амплитуды U„, и напряжения С7а.
Если численно проинтегрировать (4.36) и использовать (4.35), то
можно получить амплитудные характеристики электронных проводимос-
тей, типичный вид которых показан на рис. 2.3.
Зависимости G3(Um) для магнетрона имеют немонотонный характер
и соответствуют генератору с «жестким» самовозбуждением. В магнетро-
нах непрерывного режима можно заметить электронный гистерезис,
который в импульсном режиме зафиксировать не удается.
При рассмотрении семейства характеристик G-}(Um) для различных
1/а (см. рис. 2.3, я) видно, что значение анодного напряжения, при
котором возникает генерация, зависит от GnMH. По мере увеличения
Споли» т- е- проводимости нагрузки и потерь в резонаторной системе,
зона генерации магнетрона становится более узкой, так как -значение
анодного напряжения при этом приближается к оптимальному.
Расчет характеристик электронных проводимостей показывает, что
при увеличении вносимой нагрузки, т. е. при уменьшении внешней
добротности, зона генерации магнетрона сужается (рис. 4.26). Это
подтверждается и экспериментальными результатами. При слабой связи
с нагрузкой нижняя граница зоны генерации магнетрона почти совпа-
дает с линией минимального анодного напряжения.
Поскольку на участке между линией О'а (В) и нижней границей
зоны генерации выполняются фазовые условия самовозбуждения,
магнетрон может быть использован в качестве регенеративного усили-
теля и этот участок будет соответствовать области регенеративного
усиления.
Таким образом, без ухудшения электрического режима магнетрон-
ный генератор можно превратить в регенеративный усилитель только
путем его нагружения. При этом усилитель будет иметь высокий
коэффициент усиления и большое значение к. п. д., как и магнетронный
генератор.
К. п. д. многорезонаторного магнетрона. Несмотря на успехи, достиг-
нутые за последнее время в области повышения к. п. д. электронных
Ua,KB
Рис. 4.25. Модель формирования элект-
ронной «спицы»
Рис. 4.26. Влияние внешней доб-
ротности на положение границ
зоны генерации магнетрона
101
Анод
Рис. 4.27. Движение электрона в генери-
рующем магнетроне
приборов СВЧ, магнетроны
остаются наиболее эффектив-
ными генераторами сверх-
высокочастотных колебаний.
Рассмотрим, от чего зави-
сят значения электронного
к. п. д. магнетрона. Полная
энергия Wn, которую элек-
трон приобретает в постоян-
ном электрическом поле при
движении от катода к аноду,
равна потенциальной энергии: Wn = е(7а. Эта энергия частично передается
электроном электромагнитному полю, т. е. превращается в высоко-
частотную энергию, а частично рассеивается в виде теплоты, выделяю-
щейся при бомбардировке анода. Чем меньше рассеиваемая часть
энергии, т. е. чем меньше скорость, с которой электроны бомбардируют
анод, тем выше электронный к. п. д. Определим кинетическую энергию,
с которой электрон ударяется об анод. Для простоты рассмотрим
циклоидальный характер движения электронов в квазиплоском магне-
троне.
Наименее выгодным с точки зрения отбора энергии от электронов
является случай, когда электроны попадают на анод в момент
прохождения вершины циклоиды (рис. 4.27, а). В этот момент кине-
тическая энергия электрона максимальна и равна той энергии, которую
приобрел электрон, двигаясь от последней точки возврата А, где его
скорость и, следовательно, кинетическая энергия были равны нулю,
до вершины циклоиды. Расстояние, которое при этом прошел электрон,
измеренное в радиальном направлении, приблизительно равно удвоен-
ному радиусу круга, образующего циклоиду, т. е., согласно (4.3),
з = 2R = 2тЕ/(еВ2), где Е х 1/а/(га — гк). Кинетическая энергия, которую
приобрел электрон, пройдя это расстояние,
WK — eEs = 2т (Е/В)2 = 2т
_____v а
(га - Гк) в
(4.37)
и есть максимальная кинетическая энергия, рассеиваемая электроном
на аноде, так как на вершине циклоиды электрон имеет наиболь-
шую скорость, вдвое превышающую скорость центра катящегося
круга (рис. 4.27, б), Заметим, что если положить v = 2гц = 2Е/В в фор-
муле WK = 0,5mv2, то также получим выражение (4.37).
Энергия, передаваемая электроном полю, может быть определена как
разность между полученной и рассеянной энергиями: №0ТЛ = W„ — WK.
Итак, электронный к. п. д. определяется соотношением
_ Жотд _ . _ JK __ _ т_
Пэ Wn Wn е- [(га-гк)В]2 '
(4.38)
Выражение (4.38) можно преобразовать, введя критические пара-
метры Вкр и С7а кр. Так как критический режим квазиплоского магнетро-
102
на характеризуется условием га - гк = 2Ккр = 2m(7a.Kp/[e(ra - ;-K)Bjp], то
подставляя его в (4.38), получаем
UJU^
Пэ = 1 -
mP)2 ’
(4.39)
Из выражения (4.39) видно, что чем больше режим магнетрона
отличается от критического, тем выше электронный к. п. д. При
1% = 17а кр и В = Вкр электронный к. п. д. равен нулю и возрастает по
мере увеличения магнитной индукции, если анодное напряжение изме-
няется согласно линии синхронизма (4.25). Подставив (4.25) в (4.38),
получим
т а>„ / 1 + ст \
е уВ \ 1 — ст/’
(4.40)
где ст = гк/га; у = п + рЛГ.
Семейство зависимостей электронного к. п. д. магнетрона от магнит-
ной индукции для нулевых гармоник различных видов колебаний
согласно (4.40) показано на рис. 4.28, а. Минимальные значения
Bmin соответствуют критическому режиму каждого вида колебаний
(рис. 4.28,6). Наиболее высокое значение электронного к. п. д. при
фиксированном значении магнитной индукции соответствует тс-виду
колебаний. Из рис. 4.28, а видно, что по мере увеличения магнитной
индукции т]э стремится к 100%. Напомним, что эти зависимости
получены при соблюдении условий синхронизма, т. е. при увеличении
анодного напряжения согласно (4.25).
Таким образом, заданный электронный к. п. д. обеспечивается при
меньших значениях магнитной индукции и анодного напряжения для
л-вида колебаний, чем для других видов. Отметим, что в некотором
участке зависимости т]э (В) наблюдается «провал» (рис. 4.29), который,
согласно экспериментальным данным, возникает вблизи частоты цикло-
тронного резонанса /ц = еВ/(2пт) и соответствует значению ХВ ж
« 1,2 Тл-см. Особенно глубокий «провал» к. п. д. наблюдается в разно-
резонаторных магнетронах и объясняется возбуждением «паразитного»
Рис. 4.28. Характеристики электронного к. п. д. магнетрона (л) при
изменении <Уа и В вдоль линий синхронизма (6) для различных
видов колебаний
103
Рис. 4.29. Зависимость т]э (В)
для разнорезонаторного маг-
нетрона на л-виде колебаний
нулевого вида колебаний, интенсивность
которого связана со степенью разнорезо-
наторности (см. рис. 4.20).
Магнитную индукцию в приборах М-
типа обычно выбирают значительно ниже
или выше центра «провала» к. п. д. Однако
большие значения В используют редко, так
как размеры и масса магнетрона в основном
определяются размерами магнитной си-
стемы.
Электронный к. п. д. магнетрона зависит
и от разделения видов колебаний. Можно предположить, что группировка
электронов ухудшается из-за присутствия «паразитных» полей в простран-
стве взаимодействия. Введение связок также ухудшает электронный
к. п. д., так как за счет связок около концов анодного блока возникает
поле, которое не имеет азимутальных вариаций. Это поле оказывает на
электронные «спицы» такое же вредное воздействие, как поле нулевого
вида колебаний в разнорезонаторных магнетронах. Поэтому связки
обычно экранируют: их помещают в специально выточенные на торцах
анодного блока кольцевые канавки (см. рис. 4.17).
Электронный к. п. д. зависит и от диаметра катода. Исходя из
(4.40), для увеличения г|3 надо уменьшать значение о = гк/га. Однако
при малых значениях с невозможно сохранить условие синхронизма
на большом участке пространства взаимодействия между электронной
«втулкой» и анодом.
Обычно значение ст оптимизируют. Оно может быть выбрано при
использовании принципа, известного в практике под названием правила
квадрата. В соответствии с этим правилом оптимальным расстоянием
катод — анод считается такое, которое равно половине замедленной
длины волны Хзам (дуга 'hl) равна отрезку аа на рис. 4.30). Из правила
квадрата, т. е. из равенства га — гк — 0,5л (га + гх)/у, получаем
cropt = (2у - л)/(2у + л).
Для л-вида колебаний (у = N/2) это выражение имеет вид
<*opt = (N - *)№ + л).
В современных магнетронах сантиметрового диапазона дайн волн
электронный к.п.д. обычно превышает 70%. В магнетронах деци-
метрового диапазона можно обеспечить т]э = 90%.
Контурный к. п. д., как отмечалось в § 1.2, зависит от соотношения
между собственной и внешней добротностями (1.16). Если Qa =
= 10<2в„, то Цк-он~90%. Причем повышать контурный к.п.д. следует
за счет увеличения собственной добротности резонаторной системы,
а не за счет снижения внешней добротности (уменьшение gBH приводит
к увеличению затягивания частоты согласно (2.5) и ухудшает стабиль-
ность частоты генерации магнетрона). Из-за того что высокую
собственную добротность и сильную связь резонаторной системы с
нагрузкой в коротковолновых магнетронах обеспечить трудно, контурный
к.п.д. в этом диапазоне составляет около 70%. Полный к.п.д.
104
классических магнетронов обычной конструкции достигает 30% в ниж-
ней части сантиметрового диапазона и 80 % в дециметровом диапазоне
длин волн [6].
Основные параметры и характеристики многорезонаторных магнетро-
нов. Основными параметрами магнетронных генераторов являются
выходная мощность Рвых, к. п. д. т], генерируемая частота/ген и ее стабиль-
ность. Эти параметры зависят от электрического режима магнетрона,
т. е. от анодного напряжения 17а, магнитной индукции В, анодного
тока 7а и проводимости подключенной к магнетрону нагрузки У„,
которая в общем случае имеет комплексный характер.
Основные характеристики магнетрона можно разделить на две
группы: рабочие и нагрузочные характеристики.
К рабочим характеристикам относятся вольт-амперные характе-
ристики, снятые при постоянных значениях магнитных индукций,
а также зависимости выходной мощности, к. ц. д. и частоты генера-
ции от анодного напряжения и тока магнетрона. Рабочие характе-
ристики измеряют в режиме согласованной нагрузки на выходе
магнетрона.
Нагрузочные характеристики представляют собой зависимости вы-
ходной мощности и частоты генерации от коэффициента стоячей
волны и фазы нагрузки. Их наносят на круговую диаграмму полных
сопротивлений (проводимостей) в виде линий постоянных значений
и /ген (см. рис. 2.5, а).
Проанализируем рабочие характеристики. Для изображения этих за-
висимостей обычно используют параметрическое представление, при
котором на координатную систему С/а и 7а наносят линии постоян-
ных значений РВЬ1Х, т] и В (рис. 4.31).
Рассмотрим каждое из семейств характеристик. Прежде всего
обратимся к зоне генерации магнетрона (см. рис. 4.24, Э). Поскольку
протекание анодного тока в магнетроне связано с возникновением
колебаний, нижняя граница зоны генерации совпадает с линией мини-
мального анодного тока. Расположение линий постоянных значений
анодного тока в зоне генерации магнетрона показано на рис. 4.32, а.
На основании этого рисунка может быть представлено семейство
вольт-амперных характеристик магнетрона, измеряемых при фиксиро-
ванных значениях магнитных индукций (рис. 4.32,6). Особенностью вольт-
квадрата
9 L- । , । । г —
0 0,2 Ofi 0,6 0$ 1,01в,отн.ед.
Рис. 4.31. Рабочие характеристики маг-
нетрона
105
Рис. 4.32. Зона генерации (а), вольт-ам-
перные характеристики (б, в) и частотные
характеристики (г) магнетрона
амперных характеристик
магнетрона является то, что
в режиме генерации анодный
ток резко возрастает при от-
носительно малом увеличе-
нии анодного напряжения.
В предгенерационном режи-
ме обычно наблюдается не-
большой анодный ток, по-
видимому, связанный с шу-
мовыми колебаниями в маг-
нетроне. Этот ток на началь-
ном участке вольт-амперной
характеристики, отмеченном
штриховой линией на
рис. 4.32, б, относительно
слабо зависит от анодного
напряжения.
Резкое возрастание анод-
ного тока после возникнове-
ния устойчивых колебаний в магнетроне можно объяснить следующим
образом. Исходя из модели электронной «спицы» (см. рис. 4.25), пред-
ставим анодный ток магнетрона в виде
4 = т4 /ругг(?<р,
(4.41)
где г — любой радиус в пределах от гвт до га; /к — осевая протя-
женность эмиттирующей поверхности анода. Что же происходит при
увеличении анодного напряжения?
Во-первых, увеличивается амплитуда высокочастотного напряжения
U,„, как это видно из семейства амплитудных характеристик электрон-
ных проводимостей (см. рис. 2.3, а). Это приводит к увеличению ра-
диальной и азимутальной компонент напряженности электрического
поля. При этом расширяется электронная «спица» (см. рис. 4.25)
и увеличивается радиальная скорость электронов v,..
Во-вторых, с увеличением постоянного и переменного напряжений
увеличивается плотность пространственного заряда р. Таким образом,
расширение пределов интегрирования и увеличение двух сомножите-
лей, входящих в подынтегральное выражение (4.41), приводит к
резкому возрастанию получаемого значения анодного тока магне-
трона.
По мере увеличения анодного напряжения и тока, т. е. при уве-
личении подводимой мощности постоянного тока, увеличивается выход-
ная мощность магнетрона Рвык = г] <7а/а. Однако к. п. д. р не остается
постоянным при движении вдоль вольт-амперной характеристики.
Вначале, на участке интенсивного развития высокочастотных колеба-
ний, к. п.д. нарастает, затем проходит через максимум в точке 2
(рис. 4.32,6), после чего спадает за счет увеличения мощности, рас-
106
сбиваемой на аноде при большой амплитуде высокочастотных колеба-
ний.
При переходе с одной вольт-амперной характеристики на другую
к.п.д. тоже изменяется. Вначале, при увеличении анодного напряжения,
к.п.д. возрастает, затем падает вследствие рассинхронизма. Рабочую
точку (РТ) магнетрона обычно выбирают в максимуме к. п. д. (см.
рис. 4.31).
Представляют интерес и линии постоянных значений Рвых
(рис. 4.32, в). Если бы к. п. д. во всей области рабочих напряжений
не изменялся и не зависел от анодного тока, то линии постоянных
значений выходной мощности изображались бы равнобокими гипербо-
лами. Поскольку к.п.д. магнетрона проходит через максимум при
изменении анодного тока, кривые постоянных мощностей на
рис. 4.32, в отклоняются от гипербол (изображены штриховыми ли-
ниями) и лежат внутри них, касаясь гипербол в точках максимальных
значений к. п. д.
Зависимость частоты генерации от анодного тока (анодного напря-
жения) приведена на рис. 4.32, г. Эта зависимость определяется
семейством характеристик реактивных электронных проводимостей и
соответствует кривой, приведенной на рис. 2.3, г. Зависимость frai (/а)
немонотонна по следующим причинам. Из модели электронной
«спицы» (см. рис. 4.25) видно, что при малых значениях анодных
напряжений «спица» отстает от максимума высокочастотного напря-
жения, определяемого максимумом тормозящей фазы поля Еф, поэтому
реактивная электронная проводимость имеет емкостный характер и
частота генерации оказывается меньше резонансной частоты /рез. По
мере увеличения анодного напряжения и соответственно анодного
тока электронная «спица» смещается к максимуму тормозящего
полупериода азимутального электрического поля и реактивная электрон-
ная проводимость уменьшается. Частота генерации при этом возрастает,
приближаясь к резонансной частоте. При дальнейшем увеличении
анодного тока частота генерации проходит через максимум и затем
уменьшается, во-первых, за счет характера изменения зависимостей
B3(Um) на рис. 2.3, б, во-вторых, за счет того, что при увеличении тока
анодный блок магнетрона разогревается, вследствие чего расширяются
ламели и емкости резонаторов увеличиваются. Это приводит к умень-
шению резонансной частоты «горячей» резонаторной системы магнетро-
на, и в соответствии с (2.3) частота генерации уменьшается. В мощ-
ных магнетронах уменьшение частоты генерации за счет теплового
расширения анодного блока имеет первостепенное значение. С точки
зрения наилучшей стабильности частоты генерации магнетрона стремят-
ся работать вблизи максимума зависимости /ГС11 (/.,).
Стабильность частоты генерации по отношению к режиму электри-
ческого питания характеризуется электронным смещением частоты,
определяемым изменением анодного тока (рис. 4.32,г):
ЭСЧ = Д//Д/а.
Типичные нагрузочные характеристики классического магнетрона
приведены на рис. 4.33 (мощности и частоты приведены в относи-
107
тельных единицах, значения частот выра-
жены через их отклонения А/ от средней
частоты /ср).
Для магнетрона справедливы амплитуд-
ные характеристики активной и реактивной
электронных проводимостей, приведенные
на рис. 2.4, б, в.
Мощность генерации магнетрона обыч-
но постепенно возрастает с увеличением
проводимости нагрузки вплоть до срыва
колебаний. Линии постоянных частот маг-
нетрона, нанесенные на круговую диаграм-
му, не совпадают с линиями постоянных
реактивных проводимостей (рис. 4.33).
Это объясняется тем, что с уменьшением
Рис. 4.33. Нагрузочные ха-
рактеристики магнетрона
активной проводимости нагрузки GH амплитуда Um возрастает, а реак-
тивная электронная проводимость Вэ уменьшается, за счет чего при
движении по линии постоянной реактивной проводимости нагрузки В„
к периферии круговой диаграммы частота увеличивается согласно
(2.3), а линия постоянной частоты изгибается вправо от окружности
Вн = const.
Стабильность частоты генерации магнетрона при изменении высоко-
частотной нагрузки характеризуется степенью затягивания частоты,
определяемой по уровню КСВ р = 1,5, окружность которого при-
ведена на рис. 4.33. Для оценки степени затягивания частоты магнетро-
на можно использовать формулу (2.5).
Для повышения стабильности частоты и мощности генерации степень
затягивания частоты магнетрона стремятся уменьшить. Однако при
этом уменьшаются его к. п. д. и выходная мощность. Поэтому на
практике степень затягивания частоты магнетрона выбирают из компро-
миссных соображений в зависимости от назначения магнетрона.
Соответствие степени затягивания частоты магнетрона диапазону
электронной перестройки частоты клистрона необходимо для обеспе-
чения автоматической подстройки частоты гетеродина и поддержания
постоянной промежуточной частоты.
Для магнетронов промышленного применения степень затягивания
частоты несущественна. Такие магнетроны должны обеспечивать наи-
большую мощность и иметь максимальный к. п. д., что можно полу-
чить за счет подбора фазы нагрузки.
Параметры магнетронов импульсного и непрерывного режимов
приведены в табл. 4.3 и 4.4. Из таблиц видно, что наибольшая
мощность достигнута на магнетронах, работающих в диапазоне деци-
метровых волн, и составляет 2,5 — 5 МВт на частотах 0,4 — 3 ГГц;
1 МВт при 10 ГГц и 100 кВт при 35 ГГц.
Наиболее высокие значения к.п.д., полученные в дециметровом
диапазоне длин волн, составляют 80 — 85%, сантиметровом — 65 % и
миллиметровом — 30%.
Для надежной работы генераторов СВЧ важен такой параметр,
как долговечность. Гарантируемый срок службы мощных импульсных
108
Таблица 4.3. Параметры магнетронов
Вид магнетрона Параметры
/, ГГц Рвь,х. кВт (7а. «В j П, %
Импульсные:
Мощные 0,5 — 35
Маломощные 0,35 — 97
Непрерывного режима 0,35— 10,5
10 000-100
10-0,1
<100
10-100
0,8-10
2-30
85-30
40-5
80-60
Продолжение
Вид магнетрона Параметры
т, кг т. мкс ДЖр. % Жат, МГц ЭСЧ, МГц/А
Импульсные' Мощные 100 1-10 5-7 5-60 1,5-15
Маломощные 0,2-2 1-2 5-7 1,5-60 1,5-30
Непрерывного режима 1,5-30 — — — —
Таблица 4.4. Типовые параметры импульсных магнетронов [6J
Тип магнетрона Параметры
/, ГГц j -^вых» №Вт | Ж. кВ | л. ?4 т, кг
QK516 0,4-0,45 2 55 50 100
QKH666 1,32-1,35 5 72 55 57
М579 3,05-3,16 2,5 43 50 45
VF30 5,2-5,6 1,5 25 65 —
VF11 9,0-9,5 1 33 45 21
VF20 16-17 0,4 26 40 —•
VF55 34,6-35,4 0.1 23 22 —
DX423 93-97 0,008 10 3 3,5
приборов составляет 1—2 тыс. ч. Фактически же многие магнетроны
из класса мощных имеют срок службы до 10 тыс. ч.
Магнетроны малой мощности в большинстве работают в диапазоне
3—10 ГГц. Выходная мощность у них колеблется в пределах
100 Вт — 10 кВт в импульсе. Перестройка частоты механического типа
составляет 5 — 7 % от номинальной частоты, при электромеханической
перестройке — 2 — 3 %. Для магнетронов, используемых в отдельных
видах радиоэлектронных устройств (особенно в ракетной бортовой
аппаратуре [6]), важным параметром является их время готовности,
т. е. время, отсчитываемое с момента включения напряжения накала
и анодного напряжения до момента, когда уровень выходной мощ-
ности достигнет 80% максимальной. Обычно время готовности состав-
ляет 2 — 10 с. Созданы образцы маломощных импульсных магнетро-
нов, работающих на очень коротких импульсах длительностью до
10 нс. Анодное напряжение таких магнетронов лежит в пределах
0,8 — 10 кВ и определяется мощностью и рабочей частотой. Минималь-
109
ные значения Ua имеют приборы длинноволновой части санти-
метрового диапазона с выходной мощностью в несколько сотен ватт,
а максимальные — магнетроны коротковолновой части сантиметрового
И миллиметрового диапазонов волн с выходной мощностью 10 кВт.
Магнетроны непрерывного режима работы чаще всего применяют для
нагревательной СВЧ-аппаратуры промышленного и бытового назначе-
ния, а также в радиотехнической бортовой аппаратуре, используемой
для навигации, поиска и слежения. Среди частот, выделенных междуна-
родным соглашением для промышленных магнетронов, наиболее
распространены 0,915 и 2,45 ГГц. Наибольшая мощность магнетронов
промышленного нагрева составляет 100 кВт. Имеются сведения о разра-
ботках магнетронов непрерывного режима с выходной мощностью
250 кВт [6]. Большинство магнетронов непрерывного действия имеют
к. п. д. более 70%. Гарантируемая долговечность достигает 2 — 5 лет.
Разрабатываются образцы приборов с гарантией до 10 лет. Основные
задачи совершенствования магнетронов непрерывного действия — увели-
чение срока службы и удешевление стоимости приборов.
§ 4.2. Коаксиальные и обращенные магнетроны
Среди магнетронных генераторов особое место занимают коак-
сиальные магнетроны (табл. 4.5), позволяющие повышать стабильность
частоты генерации многорезонаторных магнетронов и увеличивать их
выходную мощность.
Впервые коаксиальный магнетрон был разработан Дж. Фейнштейном
(США) в 60-х годах. Основная особенность его конструкции
(рис. 4.34, а) заключается в том, что многорезонаторная система
магнетрона 1 связана со стабилизирующим коаксиальным резонатором 2.
Коаксиальный резонатор окружает многорезонаторную систему и сим-
метрично связан с ней посредством продольных щелей 3, прорезанных
через один резонатор в задних стенках резонаторов анодного блока.
Необходимо, чтобы в коаксиальном резонаторе, закрытом с обоих
торцов, возбуждался азимутально-симметричный вид колебаний Holq,
где q — число полуволн, укладывающихся вдоль оси резонатора. Обычно
коаксиальный резонатор настраивается на вид колебаний Ноы, структу-
ра поля которого показана на рисунке. Электрические силовые линии
(сплошные) имеют вид окружностей, сосредоточенных в центральной
части коаксиального резонатора, магнитные силовые линии (штрихо-
вые) — эллипсов, расположенных в радиальных плоскостях и не имею-
щих вариаций в азимутальном направлении.
Таблица 4.5. Типовые параметры коаксиального (А = 3 см) и обращенного
(X — 8 мм) магнетронов
Вид магнетрона Параметры
X, см р *имп* МВт ия. кВ 4. А П- % /ср % А Со £>вн F3. МГц эсч, МГц/А ткч, кГц/°С
Коакси- альный 3 1,5 33 83 50 10 40 7000 1800 5 0,08 —
Обращен- ный 0,8 0,1 23 22 25 6 120 — — — 0,5 150
ПО
Рис. 4.34. Схемы устройства коаксиального (а) и обращенного
(б) магнетронов
Резонатор настраивается коаксиальным короткозамыкающим порш-
нем 6, который вводится в торец резонатора. Волноводный вывод
энергии 5 связан с коаксиальным резонатором через щель 4, располо-
женную в торце прямоугольного волновода и направленную вдоль
наибольшего размера его поперечного сечения. При этом электро-
магнитное поле вида колебаний Н011 в коаксиальном резонаторе воз-
буждает волну Н10 в прямоугольном волноводе.
Электромагнитное поле вида колебаний П011 коаксиального резона-
тора 2 через щели связи 3 возбуждает синфазные колебания в тех
резонаторах анодного блока, которые связаны с коаксиальным резо-
натором. При этом в многорезонаторной системе могут возникнуть
и поддерживаться колебания нулевого или л-вида. Поскольку резо-
нансные частоты нулевого и противофазного видов колебаний в много-
резонаторной системе магнетрона достаточно разнесены, путем настрой-
ки коаксиального резонатора нетрудно выделить л-вид колебаний.
Такой принцип выделения л-вида колебаний аналогичен действию
связок, объединяющих синфазные колебания, и является еще одним
способом разделения видов колебаний. Заметим, что разделение видов
колебаний в коаксиальном магнетроне достаточно велико, так как
обеспечивает 10 %-ную перестройку частоты 40-резонаторного магнетро-
на при перемещении короткозамыкающего поршня в коаксиальном
резонаторе.
Если учесть, что основными особенностями вида колебаний H0lt,
так же как и волны Н01 в круглом волноводе, являются наличие
чисто кольцевых токов в стенках и малые потери, которые умень-
Ш
шаются с ростом частоты при сохранении размеров резонатора, то
станет ясным, почему коаксиальный резонатор обладает высокой соб-
ственной добротностью даже при наличии плохого контакта перестроеч-
ного поршня со стенками резонатора.
Высокое значение собственной добротности коаксиального резона-
тора приводит к повышению добротности всей системы и позволяет
повысить стабильность частоты генерируемых колебаний как по от-
ношению к изменениям нагрузки, так и по отношению к нестабиль-
ности электрического режима питания. Поскольку собственная доброт-
ность коаксиального магнетрона оказывается на порядок выше доброт-
ности «классического» магнетрона, то можно увеличить внешнюю
добротность резонаторной системы без снижения контурного к. п.д.
В результате в 3 — 5 раз снижается степень затягивания частоты,
а электронное смещение частоты уменьшается почти на порядок, так
как около 90% высокочастотной энергии накапливается в стабилизи-
рующем резонаторе. Частота генерации определяется в основном
резонансной частотой коаксиального резонатора, а реактивная электрон-
ная проводимость пространства взаимодействия не оказывает сущест-
венного влияния на частоту коаксиального магнетрона.
Коаксиальный магнетрон может работать на более рассогласо-
ванную нагрузку, чем «классический» магнетрон, поскольку стабилизи-
рующий резонатор равномерно связан с многорезонаторной системой
и вносимая нагрузка не нарушает структуру электромагнитного поля
в пространстве взаимодействия коаксиального магнетрона. Зона срыва
колебаний в нагрузочной характеристике коаксиального магнетрона
меньше, чем для «классического».
Наличие стабилизирующего резонатора, обеспечивающего высокое
разделение видов колебаний, позволило в 6 — 8 раз увеличить коли-
чество резонаторов анодного блока, в результате чего возросли
площади анода и катода. Это, в свою очередь, дало возможность
в 2 — 3 раза повысить энергетический коэффициент Рвых/2ген в сравнении
с «классическим» магнетроном.
Увеличение числа резонаторов и однородность высокочастотного
поля в пространстве взаимодействия способствуют повышению элек-
тронного к.п.д. коаксиального магнетрона. За счет выбора большого
отношения собственной добротности к внешней нетрудно обеспечить
и высокое значение контурного к. п. д. Поэтому полный к. п. д.
коаксиального магнетрона обычно превышает к. п. д. «классического»
аналога.
Итак, коаксиальные магнетроны обладают большей мощностью на
более высоких частотах, высокой стабильностью частоты генерации и
широким диапазоном механической перестройки частоты. Однако они
конструктивно сложнее и дороже в производстве, чем «классические»
магнетроны. Их дороговизна и трудности изготовления связаны также
с необходимостью введения фильтров нежелательных видов колебаний,
возбуждающихся в коаксиальном резонаторе и в щелях связи.
Аналогичный принцип стабилизации частоты использован также и в
конструкциях обращенных магнетронов (рис. 4.34,6). Такое название эти
магнетроны получили потому, что в их конструкции использовано
112
необычное, обратное, взаимное расположение анода и катода, причем
радиус анода меньше радиуса катода. Эмиттирующее покрытие нанесе-
но на внутреннюю цилиндрическую поверхность катода К, который
окружает многорезонаторную систему 1 анодного блока. Ламели много-
резонаторной системы 7 направлены наружу, к катоду. Стабилизирую-
щий резонатор 2 цилиндрического типа находится в центре магнетро-
на и связан с многорезонаторной системой через щели связи 3,
аналогичные щелям в коаксиальном магнетроне.
При наличии л-вида колебаний в многорезонаторной системе,
связанной с цилиндрическим резонатором через N/2 щелей системы, в
нем возбуждается азимутально-симметричный вид колебаний Н011,
структура поля которого показана на рисунке.
Цилиндрический резонатор является полуволновым и перестраивает-
ся бесконтактным короткозамыкающим поршнем 6, включенным в
один из торцов резонатора. В другом торце размещены отверстия
связи 4 между круглым волноводом и стабилизирующим резонатором.
Центры отверстий связи находятся на уровне максимума напряжен-
ности азимутального электрического поля вида колебаний Н011. Круглый
волновод 5 является продолжением цилиндрического резонатора, и в
нем возбуждается волна типа Но1.
Отверстия связи заполняют диэлектриком (в них обычно впаивают
керамику). Они выполняют роль вакуумных уплотнений между стабили-
зирующим резонатором и невакуумным круглым волноводом. При
необходимости круглый волновод может оканчиваться переходом на
прямоугольный, позволяющим возбуждать волну типа Н10 в прямо-
угольном волноводе.
Основным достоинством обращенного магнетрона является большой
срок службы, определяемый эмиссионной способностью катода. Так как
катод обращенного магнетрона имеет большую эмиттирующую по-
верхность, он работает в облегченном режиме по сравнению с режимом
работы катода необращенного коаксиального магнетрона.
Цилиндрический резонатор обращенного ,магнетрона с колебаниями
вида Нои имеет еще более высокую собственную добротность, чем
коаксиальный. Это преимущество особенно проявляется в милли-
метровом диапазоне длин волн. Высокая стабильность л-вида колебаний
позволяет увеличивать количество резонаторов в обращенном магне-
троне. Это, в свою очередь, дает возможность увеличить диаметр
цилиндрического резонатора и анода обращенного магнетрона, что
важно при конструировании коротковолновых магнетронов. Один из
первых вариантов обращенного магнетрона восьмимиллиметрового
диапазона длин волн содержал N = 120 резонаторов лопаточной системы
(см. табл. 4.5).
Если сравнить резонаторные системы «классического» и обращенно-
го магнетронов восьмимиллиметрового диапазона длин волн, состоящие
из 22 и 120 резонаторов соответственно, то можно убедиться в том
что обращенный магнетрон имеет диаметр анода в ~ 6 раз больше,
чем «классический»: следовательно, площадь катода обращенного
магнетрона на порядок больше, чем обычного магнетрона. Срок службы
обращенного магнетрона в 3 — 5 раз больше, чем магнетрона необра-
113
Рис. 4.35. Виды колебаний в ци-
линдрическом резонаторе
щенной конструкции, и, по данным
работы [6], превышает 5 тыс. ч.
К настоящему времени разрабо-
тано большое количество конструк-
ций обращенных магнетронов, кото-
рые в основном работают в мил-
лиметровом диапазоне длин волн
на частотах от 30 до 60 ГГц с вы-
ходной мощностью от 40 до 125 кВт
в импульсе. Обращенные магнетроны
используют в РЛС различного назна-
чения, где требуется высокая ста-
бильность частоты генерации в
коротковолновой части СВЧ-диа-
пазона.
Большое внимание уделяют разработке коаксиальных и обращен-
ных магнетронов с быстрой перестройкой частоты в небольших пре-
делах (свиппирование частоты), что позволяет устранить мерцание и ис-
чезновение отраженного сигнала от объекта наблюдения, особенно если
последний имеет неправильную форму и занимает различное положение
в пространстве. Все способы быстрой перестройки частоты основаны на
изменении резонансной частоты стабилизирующего резонатора. При
этом вместо короткозамыкающего поршня используют гибкую диафраг-
му и применяют вибрационный или электромагнитный способ механи-
ческой перестройки частоты. Часто свиппирование частоты коаксиаль-
ного магнетрона осуществляют способами электрической перестройки,
основанными на использовании свойств пьезоэлектрических материалов,
ферритов и рш-диодов.
Рассмотрим методы подавления «паразитных» видов колебаний в
коаксиальном и обращенном магнетронах. Прежде всего необходимо
отметить, что рабочий вид колебаний Н01л в цилиндрическом резо-
наторе не является низшим видом и при используемых размерах
резонаторов занимает по частоте промежуточное положение между
низшими и высшими видами колебаний H„iq и En!q, где п — число ва-
риаций по азимуту, i — по радиусу.
Резонансная длина волны Хрез полуволнового цилиндрического ре-
зонатора длиной I определяется выражением
(РДрез)2 = С?,2 + 9,25q2Wl)2, (4.42)
где С, = Л/Xxpi = O,5v„,-/7t для видов E„lq; С2 = R/Крг = для видов
Hniq; R — радиус резонатора; v„; и р„; — корни функции Бесселя
первого рода n-го порядка и производной той же функции. Эти корни
определяют критические длины волн Ххр1>2 соответствующих типов
волн.
На рис. 4.35 показаны зависимости (ЯДрез)2 от (Я//)2 для видов
колебаний E„iq и H„iq при q = 0,1,2,4. По оси ординат отложены зна-
чения (Р/?.кр)2 волн типов Eni и H„i в круглом волноводе. Им соответ-
ствуют значения (Я/Хрез)2 для видов колебаний Е„10, которые не зави-
114
Рис. 4.36. Аналоги полей видов колебаний в пространстве
взаимодействия обращенного магнетрона:
а - ноч - А/2 = б (л = 0); б - Я121 - N/2 - 1 = 5 (п = 1); в - Я,,, - Я/2 -
- 2 = 4 (п = 2); г - Hin -> N/2 - 3 = 3 (п = 3)
сят от длины резонатора и представлены на рисунке горизонтальными
линиями.
Для видов колебаний Eniq и H„iq значения (R/X^)2 находятся на
прямых, имеющих различный наклон при разных q.
В соответствии с рис. 4.35 составлена табл. 4.6, из которой видно,
что при увеличении длины резонатора возрастает количество видов
колебаний, которые могут возбудиться до появления рабочего вида Н011.
Заметим, что приведенные в табл. 4.6 данные относятся к ци-
линдрическому резонатору. Аналогичные виды колебаний могут возбуж-
даться и в коаксиальном стабилизирующем резонаторе.
Рассмотренное распределение видов колебаний справедливо для
стабилизирующего резонатора без щелей. Продольные щели связи
оказывают емкостное воздействие на виды колебаний Hniq, имеющие
поперечные компоненты токов в цилиндрической стенке резонатора.
В результате внесения емкости резонансные частоты этих видов
колебаний уменьшаются. На виды колебаний с продольными тока-
ми щели не действуют. Поэтому, выбирая ширину щели связи и тол-
115
Таблица 4.6. Распределение различных видов колебаний по мере возрастания
резонансной частоты для фиксированных соотношений между длиной и радиусом
резонатора
Соотношение размеров резонатора Виды колебаний
/= R £"о1О Яш £-110 £-ои Я211 £-111 я011 Е2ю Я311 £"о2о £Д1 Я121
l = 2R ^010 Яш £-ои Я211 Я] 12 £-110 £"о!2 £-111 Я011 Я212 Я3ц Я012
1 = 3R Яш Яо1 о £-оп Я] 12 £-012 Яги Я212 //ц3 £-по £"111 Яои £-oi з
щину стенки между многорезонаторной системой и стабилизирующим
резонатором, можно превратить виды колебаний H„iq в низшие по
сравнению с видами E„iq. При этом среди «конкурентов» рабочего
вида колебаний Н011 останутся виды H„iq, которых тоже может ока-
заться достаточно много.
Наиболее «опасными конкурентами» п-вида колебаний являются
ближайшие к нему, т. е. имеющие номера N/2—1, N/2 —2 и Л72 —3.
Их поля аналогичны тем видам колебаний Hniq в цилиндрическом
резонаторе, которые имеют один, два или три пространственных
периода в азимутальном направлении, т. е. у которых п = 1, 2, 3.
Например, на рис. 4.36 показаны структуры полей видов-аналогов в
обращенном магнетроне, содержащем 12 резонаторов, связанных со
стабилизирующим резонатором через 6 щелей. На рис. 4.36, а показано
возбуждение вида Н011 от тс-вида, имеющего в данном случае шесть
пространственных периодов по азимуту. Электромагнитное поле, имею-
щее пять периодов в пространстве взаимодействия (рис. 4.36, б), про-
никая через щели в цилиндрический резонатор, возбуждает в нем вид
колебаний с одной азимутальной вариацией поля. При четырех
(рис. 4.36, в) и трех (рис. 4.36, г) пространственных периодах в стабили-
зирующем резонаторе возбуждаются виды колебаний с двумя и тремя
вариациями полей соответственно.
Необходимо обратить внимание на следующее обстоятельство. Не-
смотря на то что резонансная частота вида колебаний Н121 далека от
рабочего вида Н011 (см. рис. 4.35), возбуждение вида Н121 при увеличении
анодного напряжения до соседней линии Хартри наиболее вероятно,
так как ему соответствует вид с n = N/2 — 1, ближайший к тс-виду.
Нежелательные виды колебаний подавляют либо путем введения
локального поглотителя, либо отстройкой его из рабочего диапазона
частот путем введения в резонатор локальных неоднородностей. Первый
способ наиболее удобен при работе с видами колебаний Hoiq, которые
имеют кольцевые токи в стенках стабилизирующего резонатора. Вве-
дение поглотителей в кольцевые канавки, выточенные в стенках резо-
натора, способствует выделению рабочего вида H0li. Другие виды коле-
баний Hoiq, например Н012 или Н02Л, имеют резонансные длины
волн, сильно отличающиеся от длины волны вида Но11. Для подав-
116
ления нежелательных видов коле-
баний при сохранении высокой доб-
ротности вида Н011 в местах пере-
хода от цилиндрических 4 к торце-
вым 6 поверхностям вводят погло-
щающие кольца 5 (рис. 4.37). При
этом все виды колебаний, токи ко-
торых пересекают окружности раз-
дела между боковыми и торцовыми
поверхностями коаксиальных и
цилиндрических резонаторов, по-
давляются. Такие же кольцевые
поглотители 1 и 2 могут быть раз-
мещены и в запоршневой области
3 перестраиваемого стабилизирую-
Рис. 4.37. Расположение поглощаю-
щих колец в коаксиальном резона-
торе и запоршневой области (стрел-
ками показаны линии токов «пара-
зитных» видов колебаний)
щего резонатора.
Поглощающие кольца изготовляют обычно из науглероженной кера-
мики, которая должна быть достаточно прочной, хорошо обезгажен-
ной и обладать высокой теплопроводностью (например, из керамики на
основе оксида бериллия или диоксида титана).
В коаксиальных и обращенных магнетронах могут возникать «па-
разитные» щелевые резонансы, так как щели связи, как и резо-
нансные окна в линиях передачи, тоже являются резонаторами. Из-за
того, что щели связаны с резонаторной системой через один резо-
натор, их резонансы, как и вид колебаний H0li стабилизирующего
резонатора, возбуждают в пространстве взаимодействия тг-вид колеба-
ний, но, как правило, на другой, более низкой относительно резонансной
частоты вида Н011, частоте. Поэтому щелевой резонанс часто называют
длинноволновым "-видом колебаний.
Щелевые резонансы устраняют путем разнесения резонансных частот
и введения поглотителей. Поскольку щели связи имеют осевую про-
тяженность больше, чем ламели многорезонаторной системы, введение
поглотителей вблизи их концов, где располагаются полюсные нако-
нечники магнитной системы, не оказывает влияния на электромагнит-
ное поле рабочего вида колебаний. Чтобы разнести резонансные
частоты и нарушить синхронное взаимодействие щелевого вида колеба-
ний с электронными «спицами» тг-вида, щели иногда изготовляют с раз-
личными длиной и шириной. Известны конструкции, где использовалось
до четырех групп щелей связи. Это ослабляет влияние щелей на электрон-
ный поток, так как влияние одной группы щелей подавляется действием
другой. Наиболее эффективно длинноволновый тг-вид подавляется при
одновременном использовании локального поглотителя, расстройки и
группирования щелей связи. Большая заслуга в борьбе с длинно-
волновыми тг-видами колебаний в коаксиальных магнетронах принадле-
жит группе советских инженеров, возглавляемых Э. Д. Шлифером.
В настоящее время коаксиальные магнетроны широко исполь-
зуются в различных радиолокационных установках, особенно в доплеров-
ских системах, где они с успехом вытесняют обычные магнетроны.
117
§ 4.3. Магнетроны, настраиваемые напряжением
Магнетроны, настраиваемые напряжением (МНН), которые широко
известны под названием митроны, являются особым типом магнетрон-
ных генераторов. Их конструкция существенно отличается от кон-
струкции классических магнетронов, так как они предназначены для
обеспечения широкополосной электронной перестройки частоты. В прин-
ципе перестройку частоты генерации любого магнетрона можно осу-
ществить путем изменения анодного напряжения. При изменении анод-
ного напряжения изменяется скорость вращения электронных «спиц»,
а передача энергии от электронов высокочастотному полю бегущей
волны в условиях фазового синхронизма происходит на той частоте,
где фазовая скорость волны соответствует скорости электронных
«спиц». Поэтому изменение анодного напряжения приводит к пере-
стройке частоты генерации магнетрона.
Для определения зависимости частоты от анодного напряжения
в магнетроне на тс-виде колебаний в первом приближении можно
воспользоваться формулой (4.25), откуда
(4.43)
т. е. при постоянной магнитной индукции частота должна линейно
зависеть от анодного напряжения.
Однако из вольт-амперной характеристики магнетрона (см.
рис. 4.32,6) следует, что при изменении анодного напряжения сильно
меняется анодный ток. При движении вдоль вольт-амперной харак-
теристики в сторону увеличения тока существенно возрастает мощ-
ность генерации (см. рис. 4.31), т. е. амплитуда высокочастотных
колебаний, увеличивается пространственный заряд и его влияние на
электрическое поле в пространстве взаимодействия.
Заметим, что выражение (4.43) является весьма приближенным,
так как не учитывает влияние пространственного заряда. Более досто-
верным является соотношение (2.3). Из характеристик электронных
проводимостей можно найти точную зависимость электронной пере-
стройки, характеризующую электронное смещение частоты магнетрона.
При больших анодных токах эта зависимость нелинейна и может
проходить через максимум (см. рис. 2.3, г).
Для того чтобы получить линейную зависимость частоты от
анодного напряжения в магнетроне, соответствующую формуле (4.43),
необходимо прежде всего ограничить анодный ток и изменить вольт-
амперную характеристику магнетрона таким образом, чтобы анодный
ток слабо менялся при изменении анодного напряжения. Это позволит
уменьшить влияние пространственного заряда и даст возможность
изменять анодное напряжение в широких пределах без существенного
изменения мощности генерации.
Анодный ток в магнетроне можно ограничить, уменьшая эмиссион-
ную способность катода или используя вынесенный из пространства
взаимодействия электронный инжектор. Так как эмиссионная способ-
ность катода в магнетроне в основном определяется вторично-эмис-
сионными процессами, связанными с обратной бомбардировкой катода
118
Рис. 4.38. Схема устройства МНН
Рис. 4.39. Схема встречно-штыре-
вой системы (а) и ее дисперсион-
ная характеристика (б)
«неблагоприятными» электронами, то следует изготовлять катод (или
отрицательный электрод, располагаемый на его месте) из материала с
низким коэффициентом вторичной эмиссии.
На практике анодный ток ограничивают чаще всего путем вынесе-
ния электронной пушки из пространства взаимодействия. При этом
процесс управления анодным током становится более простым. Выне-
сенная электронная пушка — одна из основных конструктивных осо-
бенностей МНН, отличающих его от конструкций классического
магнетрона.
Чтобы обеспечить перестройку частоты в широком диапазоне, нужно
конструктивно изменить и резонаторную систему. Необходимо взять
либо нерезонансную замедляющую систему, либо низкодобротную
резонаторную систему с большим разделением видов колебаний.
Итак, основными узлами МНН (рис. 4.38) являются магнетронная
пушка 1, низкодобротная резонаторная система 2 с выводом энергии 3
и отрицательный электрод 4, называемый иногда «ложным» катодом.
Магнетронная пушка (электронная пушка Кайно) содержит кони-
ческие катод и анод, формирующие трубчатый электронный поток,
инжектируемый в пространство взаимодействия МНН. Под действием
скрещенных полей, где постоянное магнитное поле направлено вдоль
оси пушки, а электрическое поле имеет радиальную и азимутальную
составляющие, электроны совершают трехмерное движение: по эпитро-
хоидальным траекториям по азимуту, смещаясь в осевом направлении
так, что центры электронных орбит описывают спирали в трубчатом
потоке. Полый электронный пучок оседает на аноде МНН, создавая
постоянный анодный ток. На аноде пушки токооседания практически
нет.
Резонаторная система МНН содержит квазитороидальный резона-
тор, который состоит из вакуумной и невакуумной частей, разделен-
ных керамической шайбой. В центральной вакуумной части резонатора
расположена замкнутая встречно-штыревая система (рис. 4.39, а), наибо-
лее удобная для использования в МНН. Встречно-штыревая система
весьма широкополосна и не имеет длинноволновой отсечки (рис. 4.39,6).
119
Кроме того, на длинных волнах в соседних ячейках между штырями
обеспечиваются противофазные колебания, гарантирующие поддержание
л-вида колебаний в замкнутой системе, так как обе группы штырей
подключены к центральным участкам торцовых стенок квазитороидаль-
ного резонатора. Когда в резонаторе возбуждаются электромагнитные
колебания на виде E0i0 и в центрах торцовых стенок концентрируются
мгновенные заряды различных знаков, то в соседних ячейках системы
встречных штырей устанавливаются противофазные колебания
(рис. 4.39, а).
Наконец, квазитороидальный резонатор, нагруженный в емкостной
части системой встречных штырей, имеет сравнительно низкую соб-
ственную добротность (около 50—100). Сильная связь с нагрузкой,
которую нетрудно осуществить за счет вывода энергии, включенного
в невакуумную часть резонатора, где сконцентрированы магнитные
силовые линии, позволяет получать нагруженную добротность в не-
сколько единиц. Это обеспечивает, в свою очередь, диапазон электрон-
ной настройки в октаву и более.
Рассмотрим характеристики МНН, приведенные на рис. 4.40. Для
МНН вольт-амперная характеристика (ВАХ) изображена в виде зави-
симости /а (17а) при фиксированном значении потенциала анода магне-
тронной пушки Un. Если сравнить рис. 4.40, а и рис. 4.32,6, то видно,
что зависимость /а (С7а) для МНН существенно отличается от аналогич-
ной зависимости для классического магнетрона: в МНН анодный ток
довольно слабо зависит от анодного напряжения, более сильное влияние
на Значения 1а оказывает изменение потенциала анода пушки
(рис. 4.40,6).
Зависимость частоты генерации МНН от анодного напряжения близ-
ка к линейной. Как и в ЛОВ, эта частота возрастает с увеличением
напряжения, однако в МНН для ее изменения на октаву необходимо
изменить анодное напряжение в два, а не в четыре раза, как в
ЛОВО (см. рис. 2.15).
Из рис. 4.40,6 видно, что частота генерации зависит и от на-
пряжения анода пушки, но гораздо слабее, чем от С7а. Зависимость fre., (Uu)
имеет падающий характер, так как с ростом анодного тока МНН
возрастает плотность пространственного заряда и увеличивается ем-
костная электронная проводимость. Эта зависимость нелинейна и не
используется для перестройки частоты, хотя ее изменение происходит
практически без затраты мощности. Несмотря на малые значения
внешней добротности резонаторной системы, затягивание частоты в
МНН невелико и мало отличается от значений, соответствующих
классическим магнетронам. Формулой (2.5) для расчетов F3aT МНН
пользоваться нельзя, так как в ней не учитывается реактивная электрон-
ная проводимость, которая в основном определяет характер электрон-
ных процессов в МНН.
МНН превосходят ЛОВ типа О по значениям к.п.д. и выходной
мощности, уступая им по ширине диапазона электронной перестройки
частоты (табл. 4.7).
Следует отметить, что маломощные МНН имеют диапазон пере-
стройки более октавы на дециметровых волнах и пол-октавы в
120
Рис. 4.40. Характеристики МНН
Таблица 4.7. Типовые параметры МНН [6|
Тип прибора Параметры
/re,.. ГГЦ | Л>ых. Вт | П, % | ^атах’ /а, мА
O,5PLO,5 — 1,5S 0,5-1,5 0,5 — 2,4 10
O,5LS1- 3S 1,3 0,5 — 2,4 10
100S2,5 — 3 2,5-3 100 60 3,6 80
500S2,9 —3,1 2,9-3,1 500 72 — —
ZM6246 4,8-5,3 75 55 3,2 70
Z5429 8,5-11 0,1 — 2 30
50X8,5-9,5 8,5-9,5 50 45 4,5 55
сантиметровом диапазоне длин волн, их к.п.д. составляет 10 — 20%.
Мощные МНН имеют высокий к.п.д., превышающий 70%, но диапазон
электронной перестройки всего 7—10%.
МНН имеют малые габариты и массу. Применение самарийкобаль-
товых магнитных систем позволило создать магнитоэкранированные
МНН массой 0,25 — 0,5 кг и объемом 150 — 200 см3 (рис. 4.41).
На рис. 4.42 представлены два возможных варианта экранированных
магнитных систем: система с аксиально намагниченными таблетками 1
(рис. 4.42, а) и система с радиально
товыми шайбами 3 (рис. 4.42, б).
Магнитопроводом 2 в обеих
системах является цилиндриче-
ский экран, изготовленный из
магнитомягкого материала
Рис. 4.41. Схема конструкции МНН
с экранированной магнитной си-
стемой :
1 — прямонакальный вольфрамовый ка-
тод; 2 — анод магнетронной пушки;
? —резонатор; 4 — встречные штыри;
отрицательный электрод; 6 — по-
лный наконечник; 7 — вывод энергии;
-магнитопровод; 9 — керамические
изоляторы вакуумных уплотнений
намагниченными самарийкобаль-
121
Рис. 4.42. Экранированные магнитные систе-
мы на основе:
а - аксиально намагниченных таблеток; б — ра-
диально намагниченных шайб из самарийкобальта
(обычно армко-железо). В
первой системе в состав экра-
на входят также торцовые
диски, в которых закрепляют-
ся самарийкобальтовые таб-
летки. Уменьшение диаметра
экрана в этом случае ограни-
чено тем, что зазор между эк-
раном и боковой поверхно-
стью магнитной таблетки не
должен быть малым во избе-
жание шунтирующего дейст-
вия экрана. Во второй системе
экран вплотную прилегает
к радиально намагниченным
шайбам, поэтому отпадает
необходимость в торцовом магнитопроводе. Кроме того, применение
магнитных шайб с различным внутренним диаметром обеспечивает более
полное использование объема внутри экрана. Это, в свою очередь, позво-
ляет дополнительно уменьшить габариты магнитной системы и улуч-
шить равномерность магнитного поля вдоль оси МНН.
Подобные магнитные системы с успехом используют при создании
малогабаритных конструкций «классических» магнетронов.
Следует отметить, что в связи с развитием полупроводниковых
генераторов СВЧ разработки маломощных МНН сократились. В настоя-
щее время основное внимание уделяется развитию мощных МНН с
высоким к. п. д.
МНН используют в быстроперестраиваемых передатчиках станций
заградительных помех систем радиопротиводействия, в передающих
устройствах радиовзрывателей, а также в панорамных измерительных
установках [6]. Кроме того, они применяются в электронных СВЧ-
печах. Непрерывное изменение частоты позволяет ликвидировать «холод-
ные» участки в прогреваемых объектах. Для этой цели достаточна
перестройка частоты в несколько процентов.
Благодаря тому что электронно-оптическая система МНН вынесена
из пространства взаимодействия, срок их службы превышает срок
службы «классических» магнетронов: для МНН средней мощности с
Рвых = 3 ч- 10 Вт он составляет 3 — 5 тыс. ч, для мощных МНН, как
правило, не менее 1000 ч.
§ 4,4. Релятивистские магнетроны
Релятивистская электроника СВЧ в настоящее время интенсивно
развивается в различных направлениях, в том числе и в направле-
нии создания релятивистских клистронов, магнетронов и других прибо-
ров классического типа с увеличенными значениями подводимых
напряжений, магнитных индукций и токов мощных электронных пучков.
Приборы СВЧ, в которых использованы релятивистские электронные
122
потоки, позволяют получать сверх-
большие мощности в основном за
счет увеличения ускоряющего на-
пряжения. Предпринимаются так-
же попытки увеличить плотность
тока хотя бы в течение сверхкорот-
кого импульса.
Релятивистские магнетроны по-
явились в конце 70-х годов в СССР
и США. В магнетроне, схема кото-
рого представлена на рис. 4.43,
использована равнорезонаторная
система 1, состоящая из 8 резона-
торов щелевого типа. Рабочим яв-
ляется тг-вид колебаний с длиной
волны 3,3 см. Глубина щелей ре-
зонаторной системы плавно умень-
шается в осевом направлении, и
система постепенно переходит в
Рис. 4.43. Схема конструкции реляти-
вистского магнетрона трехсантиметро-
вого диапазона длин волн
круглый волновод 2, возбуждаемый на волне типа Н41 от л-вида колеба-
ний. Круглый волновод переходит в излучающий рупор 4 с вакуумно-плот-
ным окном 3. Магнетрон генерировал выходную мощность более 500 МВт
в импульсе длительностью около 20 нс при анодном напряжении
600 кВ, токе 10 кА и магнитном поле 0,55 Тл. Значение к. п. д.
составляло не более 15%.
В 1976 г. в Массачусетсском технологическом институте (США)
был создан релятивистский магнетрон 10-сантиметрового диапазона
длин волн, который отдавал в импульсе длительностью около 30 нс
выходную мощность 1,7 ГВт при к.п.д. более 35%. Анодное напря-
жение составляло 360 кВ, ток 12 кА в импульсе, магнитная индук-
ция 0,8 Тл.
В дальнейшем предпринимались попытки создания релятивистских
магнетронов, способных работать в импульсном режиме микросекунд-
ной длительности. Так, в 1978 г. советский ученый А. Н. Диденко
сообщил о проведении исследований релятивистского магнетрона 12-
сантиметрового диапазона длин волн с выходной мощностью 0,8 ГВт
при длительности импульса 0,3 мкс, к.п.д. ~30%.
Относительно небольшие значения к. п. д. релятивистских магнетро-
нов в сравнении с обычными магнетронами, по-видимому, объясняются
тем, что в них увеличено анодное напряжение без соответствующего
увеличения магнитной индукции. Повышение к. п. д. является одной
из важнейших проблем при создании релятивистских магнетронов,
для решения которой, возможно, потребуются магнитные поля на по-
рядок выше, чем те, которые использовались в рассмотренных прибо-
рах.
123
Глава 5. Лампы бегущей и обратной волн
§ 5.1. Лампы бегущей волны О-тнпа
Конструктивные особенности. Как отмечалось ранее, в лампах бегу-
щей волны обеспечивается взаимодействие промодулированного элек-
тронного потока с прямой или обратной волной замедляющей системы.
За приборами, в которых взаимодействие осуществляется на прямой
волне, исторически сохранилось название ламп бегущей волны (ЛБВ)
в отличие от ламп обратной волны (ЛОВ), где используются отрица-
тельные пространственные гармоники замедляющей системы.
Существуют разновидности ЛБВ и ЛОВ О- и М-типов. В приборах
О-типа (ЛЕВО, ЛОВО)* электроны прямолинейного потока группи-
руются продольной электрической составляющей СВЧ-поля и передают
кинетическую энергию электромагнитной волне. В ЛБВ и ЛОВ М-типа
(ЛБВМ, ЛОВМ) группирование электронов осуществляется за счет
взаимодействия потока с поперечной электрической составляющей СВЧ-
поля. При этом в результате взаимодействия с продольной составляю-
щей поля электроны передают потенциальную энергию электромагнит-
ным колебаниям. Таким образом, приборы М-типа получили название
от приборов магнетронного класса, работающих в скрещенных постоян-
ных электрическом и магнитном полях.
На рис. 5.1 показано устройство ЛБВО, которая была предложена
и разработана Р. Компфнером в 1944—1946 гг. Она имеет игольчатую
конструкцию стеклянного баллона, содержит спиральную замедляющую
систему СЗС с коаксиальными входом и выходом, электронную пушку
с фокусирующим электродом ФЭ, на который подается напряжение
С7ф, и анодом А с потенциалом Uo таким же, как и потенциал
замедляющей системы. Замедляющая система, связанная с внешними
линиями передачи, обычно заземляется так, что катод К электронной
пушки находится под высоким отрицательным напряжением. Электрон-
ный поток ЭП, попадающий в СЗС, фокусируется магнитным полем
соленоида С и оседает на коллекторе Кл, напряжение которого может
быть отрицательным относительно СЗС при использовании метода
рекуперации. Принципы группировки электронов и отбора энергии от
электронного потока в ЛБВ и ЛОВ были рассмотрены ранее.
ЛБВ является широкополосным усилителем с высоким коэффи-
циентом усиления. «Рекордная» ширина полосы пропускания, получен-
ная группой Ю. Н. Пчельникова путем коррекции дисперсионной
характеристики спиральной ЗС, соответствует десятикратному отно-
шению верхней частоты к нижней (/в: /н = Ю: 1), т. е. занимает более
трех октав. Наиболее высокое значение коэффициента усиления ЛБВ
равно 60 дБ в полосе частот около 10% от средней частоты [6].
Для предотвращения самовозбуждения ЛБВ в замедляющей системе
размещают локальный поглотитель ЛП, с помощью которого лик-
* В сокращенном обозначении ЛБВО и ЛОВО последнюю букву О
обычно опускают.
124
видируется обратная связь при отражении сигнала от выхода ЗС.
Это происходит, если локальный поглотитель вносит ослабление,
превышающее значение коэффициента усиления. Естественно, что при
этом ослабляется и прямой сигнал, распространяющийся от входа к
выходу ЛБВ.
Рассмотрим рис. 5.2, где показаны распределение амплитуды Егт
вдоль замедляющей системы (рис. 5.2, а) и характер электронных
сгустков, образующихся в самосогласованном поле (рис. 5.2,6). Локаль-
ный поглотитель обычно располагают в средней части замедляющей
системы, ближе к входу. На входном участке ЗС перед поглотителем
образуются электронные сгустки, движущиеся синхронно с бегущей
волной. Участок, где расположен поглотитель длиной /п, сгустки прохо-
дят почти не расфокусировавшись. За поглотителем сгустки интенсивно
наводят высокочастотное поле в выходной части ЗС. В результате
прямой сигнал ослабляется всего на 3 — 5 дБ. Таким образом, локаль-
ный поглотитель действует как вентиль за счет однонаправленного
возрастания сигнала в самосогласованном поле.
Линейная теория ЛБВ. Процессы, протекающие в ЛБВ, в первом
приближении могут быть описаны с помощью линейной теории, или
теории малых амплитуд.
Под действием продольной компоненты электрического поля бегущей
волны Ег = Егто’а,~Гг проис-
ходит скоростная модуляция
электронов (г = v0 + v~), ко-
торая обеспечивает модуля-
цию электронного потока по
плотности объемного заряда
(р = Ро + р~). Переменные
составляющие скорости и
плотности объемного заряда
имеют вид бегущих волн с
постоянной распространения
Г:у^ = ге'"“'-г'; р~ = рте/ш'-г\
Предполагается, что ампли-
туды vm и рт малы по срав-
Рис. 5.2. К пояснению влияния локального
поглотителя
125
нению с постоянными составляющими скорости v0 и плотности объем-
ного заряда р0.
Промоду лированный по плотности электронный поток передает кине-
тическую энергию высокочастотному полю, которое его промодули-
ровало. Физические принципы такого самосогласованного взаимодей-
ствия были рассмотрены ранее.
Решение задачи взаимодействия бегущей волны с электронным пуч-
ком в самосогласованном поле можно разбить на три этапа. На первом
этапе анализируют процесс группировки электронов продольным
электрическим полем бегущей волны. На втором — рассматривают воз-
буждение бегущей волны промодулированным электронным потоком.
На третьем — объединяют решения первых двух этапов, учитывая, что
поле является самосогласованным. Рассмотрим уравнения, получаемые
на каждом этапе решения такой задачи.
На первом этапе находят уравнение тока электронов, промодули-
рованных заданным электрическим полем Е2 с учетом поля простран-
ственного заряда Епз. Плотность конвекционного тока при этом пред-
ставляют в виде JKOHB = рт = Jo + J~, где Jo = povo; J~ = Jme/“'-r2.
Переменная составляющая плотности конвекционного тока в линейном
приближении, т. е. если не учитывать произведение малых амплитуд
рт и и„„
J- ~ р0Р~ + Р~Ро = (Po^m + Pmfo) е/“'"Гг. (5.1)
Далее, в качестве исходных уравнений используют уравнение движе-
ния (1.6) в виде
dv~ <?г?~ dv~ dz е ,
----у~~ 5—т----~у~ = — + Епз);
dt dt dz dt m
(5.2)
уравнение непрерывности (1.5) в виде
dJ ~ dp 1 dJ
dz dt jct> dz
и уравнение Пуассона в виде
d ЕПЗ I
dz
(5.3)
(5-4)
P~ . J~
---, ИЛИ En3 = J---
Eq Ш£0
амплитуды
что при малом значении
Из (5.1) - (5.4), полагая,
dv~ dz c'v~
скорости — ---j-x ——v0, получаем уравнение промодулированного
dz dt dz
тока в виде
d2J~ „..со dJ ~
—ч~2—I" д
dz v0 dz
®ПЛ - ®2 г _ • e ®po j-
7 J ~ — J 2 *
Vo m vf.
или, перейдя от плотности токов J~ и Jo к токам и 10,
^Ь. + 2/-рэ^-+(рп2л-р2)к=;-|^Е2, (5.5)
oz oz Ли о
126
где Uo = 0,5 тх>Це\ Р„л = ЮплАо! ®пл = |/ep0/(ws0); Рэ - электронное вол-
новое число; Гопл — плазменная частота безграничного электронного
потока *, которая связана с плазменной длиной волны А,П1 соотношением
озпл — 2я1?о/Хпл.
На втором этапе исходным выражением является формула (1.27)
в виде JE, = — 0,5p2RCB! dz, описывающая теорему наведения. Конечным
выражением этого этапа в соответствии с выводом, представленным
ранее, является уравнение возбуждения (1.28), которое для прямой волны
в ЗС представляется в виде
ЛЕ
^-jpxEz=-0,5pXBi~, (5-6)
где рх — фазовая постоянная в «холодной» ЗС, т. е. в системе без
электронного потока..
На третьем этапе, представив уравнения (5,5) и (5.6) в виде
(Г2 - 2урэГ + р2, - р2)= jO,5^IoEz/Uo-,
(- Г +JPX)EZ = - O,5p2RCBi~,
получаем характеристическое уравнение ЛБВ
(Г - Jpx) [(Г - А)2 + Р2 J = 7РэР2С3 , (5.7)
где С = {/1оКс»/(417о) (5.8)
— параметр усиления.
Введем параметр рассинхронизма между скоростью электронов и
фазовой скоростью бегущей волны в «холодной» ЗС
параметр пространственного заряда, выраженный через шпл,
и комплексную величину 8, определяющую связь между Г и рэ,
Г = СрэЗ+/рэ. (5.11)
На основании (5.9)-(5.11) рх = рэ(1+ЬС); р2л = ^р2С2; Г —/рх =
= РЭС (8 — jb); следовательно, (5.7) можно переписать в виде
(8-jb)(82 + q) = j (1 + ЬС)2. (5.12)
* Для реальных потоков вводят понятие редуцированной плазменной часто-
ты, зависящей от диаметра пучка.
127
В условиях пренебрежения влиянием пространственного заряда
(q = 0) и отсутствия рассинхронизма (Ь = 0, т. е. г0 = уфх) выражение
(5.12) принимает вид 83 = j. Это уравнение имеет три решения для 8,
определяющие три значения постоянной распространения согласно (5.11):
Г, = 0,5 J/3 СР, + j (1 + 0,5С) рэ;
Г2 = - 0,5 J/3 СР, + Д1 + 0,5С) Р,;
Г3=Л1-С)рэ.
Эти значения Г = а + JP определяют три волны, распространяющиеся
с различными фазовыми скоростями и различным характером изменения
амплитуд вдоль оси z в соответствии с выражением Ez =
= Фазовые скорости этих волн можно выразить через
среднюю скорость электронов гф = i>0P>/P:
рФ1 = рф2 = го/(1 + 0>5С); Гфз — v0/( 1 — С),
а постоянные затухания равны а12 = ± л]/3 С/г0; «3 = 0.
Проанализировав полученные соотношения, можно сделать вывод,
что для первой волны щ положительно и »ф1 < г0 (это волна затухаю-
щая и «медленная», так как распространяется со скоростью, меньшей
скорости электронных сгустков), вторая волна характеризуется отрица-
тельным значением а2 и рф2 < v0 (это также «медленная» волна, но возрас-
тающая вдоль оси z), третья волна не изменяется по амплитуде при
распространении (а3 = 0), но гфз > v0 (эта волна является незатухающей
и «быстрой», так как распространяется быстрее электронных сгустков).
Итак, из линейной теории ЛБВ следует, что существуют три волны,
из которых только одна, вторая, волна имеет экспоненциально на-
растающую амплитуду от входа к выходу ЗС и обеспечивает усиление
входного сигнала в самосогласованном поле. Все три волны распро-
страняются от входа к выходу ЛБВ, однако затухающая и незату-
хающая (первая и третья) волны не являются полезными, но на их
возбуждение расходуется часть мощности входного сигнала.
Если считать возбуждение всех трех волн равновероятным, то
начальные потери входного сигнала за счет его разделения на три части
можно определить (дБ) как
Ао = 201g(Ezm2/EZBX) = 201g (1/3) = -9,54,
где Ezm2 — амплитуда продольной составляющей напряженности элек-
трического поля второй волны в начале ЗС; Егвх — полная напря-
женность продольного электрического поля, создаваемого входным
сигналом.
Для определения коэффициента усиления ЛБВ воспользуемся вы-
ражением для продольной составляющей напряженности электрического
поля нарастающей волны Е-2 = E2m2e_c‘2Je''<<“(_₽2z), где а2 = —О,5]/зсрэ,
р2 = (1+ 0,5 С) рэ.
Усиление (дБ), обеспечиваемое этой волной в ЗС длиной /, можно
представить в виде
Ky = 201ge^2'.
128
Используя выражение для а:, а также то, что = рх =
= 2п/л,зам и /Дшч = IV, получаем
Ку = — а2/201g е = 0,5 ]/3 2лС • 8,68/Дзам, т. е. Ку = 47,3CN. (5.13)
Здесь Хзам — длина волны в ЗС; N — число замедленных длин волн,
укладывающихся в /, т. е. электрическая длина ЗС.
Значения коэффицента усиления ЛБВ, определяемые из выражения
(5.13), оказываются завышенными, поскольку нигде не учитывались
потери L в локальном поглотителе и в замедляющей системе (для
реальных ЛБВ L = 10 ч- 15 дБ), а также начальные потери Ао.
С учетом этих потерь формула для коэффициента усиления ЛБВ
(дБ) в линейном режиме выглядит следующим образом:
Ку = - 9,54 + 47,3CW - L.
(5.14)
Рис. 5.3. Зависимости А
и В от параметра про-
странственного заряда q
при значениях Ь, обеспе-
чивающих максимальное
усиление
Формула (5.14) позволяет достаточно точно оценить коэффициент
усиления ЛБВ на линейном участке амплитудной характеристики,
т. е. определить его максимальное значение. Эта формула получена
в предположении оптимального синхронизма (г0 = ГфХ) без учета полей
пространственного заряда и нелинейных эффектов, приводящих к зави-
симости коэффициента усиления от входного сигнала (факторы, суще-
ственные для мощных ЛБВ и ЛБВ средней мощности).
Решение характеристического уравнения (5.12) позволяет учесть
влияние пространственного заряда и рассинхронизма в рамках линей-
ной теории ЛБВ. При этом выражение коэффициента усиления ЛБВ
можно представить в виде Ку = А + BCN — L, где значения Л и В яв-
ляются функциями параметров q и Ь.
На рис. 5.3 показаны зависимости А и В
от параметра q при оптимальном Ь. Из
рисунка видно, что при q = 0 А = — 9,54 и
В = 47,3, как это было получено из линей-
ной теории ЛБВ без учета пространствен-
ного заряда при b — 0.
Нелинейные эффекты в ЛБВ обусловле-
ны в первую очередь тем, что при увели-
чении входного сигнала электронные
сгустки, находящиеся в тормозящем полу-
периоде, сильнее тормозятся высокочастот-
ным полем. При длительном взаимодей-
ствии с бегущей волной эти сгустки теряют
скорость, могут выйти из синхронизма в
конце ЗС и даже отбирать энергию от
электромагнитного поля. Это приведет к
уменьшению коэффициента усиления. Поэ-
тому при больших входных сигналах для
повышения коэффициента усиления требу-
ется увеличить начальный рассинхронизм,
например путем повышения ускоряющего
5 Электронные приборы СВЧ
129
напряжения. За счет этого максимум зависимости Ку(Г0) смещается в
сторону более высоких значений Uo при увеличении мощности входного
сигнала (будет показано далее).
Кроме того, при сильной модуляции электронного потока входным
сигналом [1,3] происходят деформация сгустков за счет обгона одних
электронов другими, возникновение высших гармоник конвекционного
тока, расслоение электронного потока в условиях неравномерного
влияния полей пространственного заряда, оседание электронов на ЗС
вследствие поперечного расталкивания и т. д. Ряд этих факторов может
быть учтен нелинейной теорией ЛБВ. Соответствующие расчеты вы-
полняют на ЭВМ в основном численными методами с использова-
нием моделей «крупных частиц». Отметим, что работы в области
создания нелинейной теории ЛБВ и учета нелинейных эффектов в
настоящее время продолжают совершенствоваться.
Характеристики и параметры ЛБВ. Лампы бегущей волны О-типа по
функциональному назначению подразделяют на мощные, маломощные
и ЛБВ средней мощности. Среди маломощных ЛБВ выделяют мало-
шумящие и сверхмалошумящие. ЛБВ средней мощности и мощные ис-
пользуют в импульсном и непрерывном режимах. Кроме того, ЛБВ
подразделяют на широкополосные и узкополосные усилители [6].
К мощным ЛБВ относят усилители с выходной мощностью более
100 Вт в непрерывном и свыше 10 кВт в импульсном режимах.
К маломощным относят ЛБВ с выходной мощностью не более 1 — 3 Вт.
Малошумящие ЛБВ имеют коэффициент шума 12—18 дБ в диапазоне
частот 1 — 18 ГГц, сверхмалошумящие — 4 — 8 дБ в том же диапазоне
частот. Широкополосные ЛБВ имеют полосу пропускания ~ 1 4- 2 окта-
вы; к узкополосным относят ЛБВ с полосой до 10% от средней
частоты. Основными характеристиками ЛБВ, как и любого другого
усилителя, являются амплитудные и частотные характеристики.
Отличительной особенностью ЛБВ является то, что они содержат
нерезонансные колебательные системы и имеют широкую полосу про-
пускания. Как правило, рабочая полоса частот ЛБВ ограничивается
не полосой пропускания ЗС, а ее дисперсией, из-за которой приходится
изменять ускоряющее напряжение Uo при изменении частоты входного
сигнала. Для обеспечения мгновенной широкополосности при Uo = const
необходимо использовать замедляющие системы со слабой дисперсией.
Если дисперсия не ограничивает полосу пропускания, что обычно
имеет место в спиральных ЛБВ, то вид частотной характеристики
такой ЛБВ (рис. 5.4) определяется значением произведения CN (5.13),
где параметр усиления С ~ согласно (5.8).
Значение Лсв определяется выражением
Лсв = Е2т/(2$2Р) = E2ft2/(8K2PK33M) (5.15)
и обычно возрастает при увеличении длины волны X в рабочей полосе
ЛБВ. В выражении (5.15) Р — мощность бегущей волны; Кзам - коэф-
фициент замедления.
Электрическая длина системы
N = Ift™ = lKMMft (5.16)
130
тоже зависит от длины волны в отсутствие
дисперсии при Кзам = const и уменьшается
с увеличением X.
Таким образом, из выражений (5.15) и
(5.16) видно, что изменение длины волны
или частоты по-разному влияет на значе-
ния С и N. Это означает, что произведение
CN, т. е. коэффициент усиления, изменяется
с частотой немонотонно, медленно проходя
через максимум на средней частоте (штрихо-
вая линия на рис. 5.4). Отклонение от расчет-
ной зависимости CN (/) происходит вслед-
ствие рассогласования входа и выхода ЛБВ,
Рис. 5.4. Частотная харак-
теристика спиральной
ЛБВ
а также возможных отражений бегущей
волны от локального поглотителя и других элементов (например, опор
и держателей спирали). Рабочую полосу частот ЛБВ обычно опреде-
ляют не по уровню спада коэффициента усиления на 3 дБ, а по условно
выбранному уровню.
Необходимо заметить, что рабочая полоса частот может быть
ограничена из-за недостаточной широкополосное™ согласующих уст-
ройств на входе и выходе ЛБВ. Согласование ЗС с внешними линиями
передачи обеспечивается при равенстве волновых сопротивлений. Волно-
вые сопротивления ЗС ZB.3C и линии передачи Zs лп могут существенно
различаться, так как геометрические размеры ЗС подбираются исходя
из получения максимального значения сопротивления связи и требуемой
дисперсионной характеристики, а размеры линии передачи стандартизо-
ваны. В этом случае для согласования ЗС используются трансфор-
мирующие устройства, которые обычно не широкополосны. Задача
согласования усложняется еще и потому, что значения ZB.3C и ZB.nn
по-разному зависят от частоты. Поэтому согласующие устройства
иногда приходится снабжать подстроечными элементами.
Примером решения задачи согласования является использование
устройств входа и выхода спиральной ЛБВ с волноводными вводом
и выводом энергии (рис. 5.5). Из рисунка видно, что конец спирали
плавно переходит в сплошной цилиндр 1, который выполняет роль
штыря, входящего в волновод перпендикулярно его широкой стенке и
возбуждающего волну Н1о в прямоугольном волноводе 2. Для подстрой-
ки в закрытом конце волновода размещают короткозамыкающий
поршень 3.
Волновое сопротивление ЗС в отличие от сопротивления связи
определяется через поперечную компоненту электрического поля. По-
скольку поперечные компоненты поля однозначно связаны с продоль-
ными, волновое сопротивление можно выразить через сопротивление
связи в виде
Z83c = (ф/ЛЗф)2^с„,
где <р — угол фазового сдвига на шаг системы; Мф — коэффициент
формы, зависящий от отношения толщины проводника системы к ее
шагу и от угла <р [5].
5*
131
Рис. 5.5. Схема устройства вывода энер-
гии от спиральной ЗС на прямоуголь-
ный волновод
Рис. 5.6. Амплитудная ха-
рактеристика ЛБВ
Волновое сопротивление волновода с волной Н10 про-
порционально размеру узкой стенки b согласно выражению ZB =
= 2~-....— Z°------, где Zo = 377 Ом.
a l/l - [Х/(2а)]2
Расчеты показывают, что волновое сопротивление стандартного
волновода в несколько раз больше сопротивления спиральной системы,
используемой в ЛБВ. Поэтому для обеспечения равенства волновых
сопротивлений на входе и выходе ЛБВ применяют волноводы узкого
сечения с уменьшенным размером Ь. Так, в 10-сантиметровом диапазо-
не длин волн вместо волноводов сечением 72 х 34 мм используются
волноводы сечением 72 х 10 мм.
Амплитудная характеристика ЛБВ (рис. 5.6) имеет линейный участок
при входной мощности менее Р'вх, где выходной сигнал без искажений
воспроизводит входной, а коэффициент усиления не изменяется. Дина-
мический диапазон ЛБВ, т. е. отношение мощности Р'ох к наименьшей
мощности входного сигнала, при которой возможно усиление, довольно
велик и может достигать 1 • 105, поскольку собственные шумы ЛБВ
малы.
Уменьшение коэффициента усиления на нелинейном участке ампли-
тудной характеристики связано с торможением электронных сгустков,
которое возрастает при увеличении входного сигнала. Спад коэф-
фициента усиления может быть уменьшен путем дополнительного
ускорения электронов, если по мере увеличения входного сигнала
поднимать ускоряющее напряжение до достижения максимального
значения коэффициента усиления (рис. 5.7, а). Штриховой линией на
рисунке обозначена амплитудная характеристика при неизменном значе-
нии ускоряющего напряжения (l/0 = const). Если рассмотреть осцил-
лограмму зависимости выходной мощности ЛБВ от ускоряющего
напряжения (рис. 5.7,6), то можно заметить, что максимум кривой
РВЫХ(ИО) смещается в сторону увеличения ускоряющего напряжения
с ростом входного сигнала (1/02 > 1/01). Максимальное значение коэф-
фициента усиления при этом уменьшается от Ку1 до Ку2.
Выходная МОЩНОСТЬ Рвыхтах = Птах (Л) + Рвх) к Птах-Ро ПО Мере увеЛИ-
132
Рис. 5.7. Влияние ускоряющего напряжения на коэф-
фициент усиления ЛБВ
чения входного сигнала возрастает до максимального значения, опреде-
ляемого максимальным к.п.д. ЛБВ, если при этом входной сигнал
Р8Х остается значительно меньше мощности источника питания Ро,
которая поддерживается неизменной при снятии амплитудной характе-
ристики.
Уменьшение выходной мощности после достижения ею максималь-
ного значения объясняется, по-видимому, тем, что электронные сгустки
в результате торможения отстают от бегущей волны и на конечном
участке ЗС синхронизм нарушается.
К. и. д. ЛБВО и возможности его повышения. Электронный к. п. д.
ЛБВ определяется, согласно (1.13), начальной и конечной скоростями
электронов: т|э = 1 — (ъ’к/ъ’о)2. Фазовая скорость возрастающей волны,
согласно линейной теории ЛБВ, Гф2 = v0/(l + 0,5С). Допустим, что в ре-
зультате торможения скорость электронных сгустков в конце ЗС снижает-
ся до скорости волны, т. е. гк = Гф2. Тогда, так как С « 1,
т|э = 1 - 1/(1 + О,5С)2 ® 1 - (1 - 2 0,5С) = С. (5.17)
Итак, по линейной теории, электронный к.п.д. ЛБВ приблизи-
тельно равен параметру усиления и составляет несколько процентов.
Например, при Uo = 300 В, 10 = 0,5 мА и Лсв = 100 Ом из (5.8) полу-
чаем С = 3,5 • 10 ~2, т. е. т)э = 3,5 %.
Значение С = 0,02 -5- 0,03 является типичным для маломощных ЛБВ.
В мощных лампах с более высоким отношением тока луча к напря-
жению параметр усиления может достигать 0,1.
Следует заметить, что выражение (5.17) может считаться справед-
ливым лишь на начальном участке амплитудной характеристики. При
движении по амплитудной характеристике в сторону увеличения выход-
ной мощности электронный к. п. д. ЛБВ возрастает так же, как и пол-
ный к. п. д., который при большом коэффициенте усиления, присущем
ЛБВ, согласно (1.15) определяется выражением т| = Раих/Ро, т. е. про-
порционален выходной мощности, так как Ро — const.
Из нелинейной теории ЛБВ получают т|э = кС, где к = 2 -? 6 в за-
висимости от того, на каком участке амплитудной характеристики
определяется к.п.д. Тем не менее даже в мощных ЛБВ максималь-
ное значение полного к.п.д. составляет всего 15 — 20%, если не при-
няты специальные меры для его повышения.
Рассмотрим основные способы увеличения к. п. д. ЛБВ. Одним из
таких способов является метод рекуперации, рассмотренный в § 3.5
133
Рис. 5.8. Схема подключения ЛБВ Рис. 5.9. Схема подключения ЛБВ
к источникам питания по методу к источникам питания при многосту-
рекуперации пенчатой рекуперации
применительно к усилителю на пролетном клистроне. Для ЛБВ также
используются два источника питания, один из которых подключен
к ЗС ЛБВ, другой — к коллектору (рис. 5.8). Источник питания
в цепи ЗС имеет малую мощность Рзс = U0I3„ так как токооседание
в ЗС незначительно. Однако этот маломощный источник питания
обеспечивает стабильное ускоряющее напряжение Uo и соответственно
устойчивую работу усилителя в оптимальном режиме. В цепь коллекто-
ра включается источник большой мощности Ркл = UWIK„, от которого
не требуется, чтобы он обеспечивал высокую стабильность напряжения
коллектора.
Электронный к. п. д. ЛБВ с двумя источниками питания можно
представить в виде
= Рэ
Пэ-рск u0i3C + икл/кл uoin [1 - 1КД/1П + 1/клл/(1/дп)] ’
где 1П = /кл + 1ЗС - ток электронной пушки. Введя коэффициент токо-
прохождения х = ДлДп и глубину рекуперации Е, = и0/ик:!, получим
Пэ.рек = Пэ 1_Х + Х/Г (5.18)
где г|э - P3/(U0In) - электронный к. п. д. ЛБВ без рекуперации.
При высоком токопрохождении, когда х ~ 1, ’ выражение (5.18)
соответствует (3.26), т. е. Г|э рек = Т|э^.
Итак, можно считать, что значение к. п. д. ЛБВ методом рекупера-
ции можно увеличить пропорционально глубине рекуперации, которая
ограничена обратным потоком электронов от коллектора к ЗС. Поэтому
в ЛБВ, рассчитанных на использование метода рекуперации, применяют
конструкции коллекторов с «электронными ловушками». Наиболее эф-
фективны многосекционные коллекторы, в которых обеспечивается
«мягкая посадка» электронов с различными скоростями в секциях
с различными потенциалами (рис. 5.9). При таком включении «мед-
ленные» электроны оседают на первых, а «быстрые» — на дальних
секциях, потенциалы которых ниже.
Существуют другие варианты многосекционных коллекторов с элект-
ронными ловушками ЭЛ (рис. 5.10, а) и рассеивателями Р электронов
(рис. 5.10,6). Рассеиватель имеет вид острого конуса, направленного
134
Рис. 5.10. Схемы устройств многосекцнонных коллекторов
с электронными ловушками
навстречу движения электронов. Он находится под отрицательным
потенциалом, соответствующим потенциалу катода электронной пушки.
Использование метода рекуперации позволяет увеличить к.п.д. ЛБВ
с 15-20 до 30-40%.
Довольно эффективным с точки зрения повышения к.п.д. ЛБВ
является способ программирования шага ЗС для постепенного уменьше-
ния фазовой скорости волны, бегущей вдоль системы. На рис. 5.11, а
показана гребенка с переменным шагом, а также уменьшение вдоль
нее фазовой скорости бегущей волны. Уменьшение фазовой скорости
необходимо для поддержания синхронизма электронных сгустков с по-
лем бегущей волны: фазовая скорость волны в ЗС должна изменяться
таким образом, чтобы электроны, отдающие кинетическую энергию, при
уменьшении скорости оставались в тормозящей фазе волны на выходе
из ЗС. Лампы, в которых синхронизм поддерживается за счет програм-
мированного изменения фазовой скорости вдоль ЗС, получили название
изохронных ЛБВ.
Расчет режима изохронности и определение характера изменения
фазовой скорости волны или коэффициента замедления вдоль системы
является сложной задачей, которая не может быть решена с помощью
линейной теории ЛБВ. Приближенный анализ режима изохронности
на основе нелинейной теории ЛБВ приведен в [10], где получены
зависимости отношения к.п.д. изохронной ЛБВ к значению к.п.д.
обычной лампы от параметров усиления и пространственного заряда
(рис. 5.11,6). Видно, что режим изохронности позволяет увеличить
Рис. 5.11. Схема поддержания синхронизма в изохронной ЛБВ
(а) и результаты анализа ее на основе нелинейной теории
ЛБВ (б)
135
Рис. 5.12. Схема двухсекционной
ЛБВ со скачком фазовой скорости
Рис. 5.13. Схема устройства многоанод-
ной электронной пушки малошумящей
ЛБВ
к.п.д. ЛБВ в 1,4 — 1,8 раза. При переходе от обычных ЛБВ к изохронным
возрастает не только к. п. д., но и коэффициент усиления, поскольку
выходная мощность увеличивается за счет повышения эффективности
взаимодействия.
Следует, однако, отметить, что изготовление ЗС с изменяющимся
шагом нетехнологично, поэтому на практике более распространены ЛБВ
со скачком фазовой скорости, в которых использовано несколько
секций (обычно две) ЗС с различными коэффициентами замедления
(рис. 5.12). Для оптимизации к.п.д. к секциям ЗС с разными коэф-
фициентами замедления можно подвести от маломощных стабилизи-
рованных источников питания Р01 и Р02 напряжения L70i и Со2.
Основной, мощный, источник питания в такой схеме по методу реку-
перации подключают к коллектору, на который подается наименьший
потенциал (1/кл < U02 < ^oi)- Одновременное использование методов
рекуперации, скачка фазовых скоростей и скачка потенциала позволяет
обеспечить к.п.д. ЛБВ О-типа до 50%, что ставит их на один уровень
с лучевыми приборами М-типа.
Самый высокий к.п.д. ЛБВ О-типа, полученный в непрерывном
режиме, составляет 58 % в трехсантиметровом диапазоне длин волн
[6].
Снижение шумов в ЛБВ. Одним из преимуществ ЛБВ О-типа перед
другими электронно-вакуумными приборами является их низкий уровень
шумов. Источники шумов в ЛБВ обычно те же, что и в других
приборах: флюктуация скоростей электронов, эмиттируемых катодом
электронной пушки; изменение тока луча вследствие оседания электро-
нов на ЗС; нагрев системы за счет высокочастотных потерь и т. д.
Однако в маломощных ЛБВ с электронным потоком малой плотности
эти факторы могут быть существенно ослаблены.
Отсутствие сеточных зазоров в колебательной системе и хорошая
фокусировка электронного луча значительно снижают влияние токо-
распределения на шумы в ЛБВ. Использование многоанодных электрон-
ных пушек (рис. 5.13) с небольшим изменением потенциалов анодов
уменьшает разбросы электронов по скоростям при их влете в ЗС.
Особый источник шума, присущий ЛБВ, связан с тем, что в резуль-
тате модуляции электронного потока по плотности в нем возникают
волны пространственного заряда. Считается, что флюктуации плотности
тока при этом имеют вид стоячих шумовых воли, устанавливающихся
вдоль электронного пучка. Расположение входа ЗС в узле стоячей волны
136
Таблица 5.1. Параметры еверхмалошумящих ЛБВ [6]
Тип ЛБВ Параметры
/, ГГц л;„. дБ Ку, дБ Лшч’ МВт
W.1 278 0,5-1,0 4,5 25 1
WJ 355 2,2-2,3 3,7 25 0,1
YTC 4460Р1 4,4-5,25 5,0 25 5
YTX 4403Р9 8,9-9,6 6,0 25 —
WJ 371-8 15,7-17,7 8,5 33 10
флюктуаций плотности тока способствует уменьшению уровня шумов
ЛБВ. Тепловые шумы могут быть снижены путем охлаждения ЗС,
для чего ЛБВ погружают в сосуд с жидким азотом.
Самое низкое значение шум-фактора ЛБВ Кш составляет около
2 дБ. Параметры некоторых сверхмалошумящих ЛБВ приведены в
табл. 5.1.
Следует заметить, что более перспективными по сравнению с мало-
шумящими ЛБВ считаются сверхмалошумящие параметрические усили-
тели на варакторных диодах и транзисторах СВЧ, параметры которых
будут рассмотрены далее.
Миниатюризация ЛБВ. Размеры и массу ЛБВ уменьшают в первую
очередь за счет усовершенствования магнитной фокусирующей системы.
Вначале соленоид, в который помещалась ЛБВ, был заменен системой
с реверсом магнитного поля (рис. 5.14), состоящей из нескольких
соленоидов с противоположным направлением продольного магнитного
поля. Такая реверсная система по сравнению с соленоидом позволяет
также уменьшить потребление электроэнергии на питание магнитной
системы и поля рассеяния вне соленоида, так как магнитное поле
рассеяния снаружи системы тем меньше, чем короче каждая секция.
В пакетированных конструкциях ЛБВ аналогом реверсной системы
является магнитная периодическая фокусирующая система (МПФС)
(рис. 5.15), состоящая из набора шайб, в котором постоянные магниты
Рис. 5.14. Схема устройства ре-
версной магнитной системы
с двумя соленоидами:
/ — ЛБВ; 2 — магнитный экран; 3 —
соленоиды
фокусирующей системы
(МПФС):
/ — магнитные шайбы; 2 - по-
люсные наконечники
137
л
Рис. 5.16, Схема конструкции экранированной МПФС из ра-
диально намагниченных колец, составленных из четырех секторов
чередуются с шайбами из магнитомягкого материала, выполняющими
роль полюсных наконечников. Постоянные магниты 1 представляют
собой аксиально намагниченные шайбы. Наименьшие габариты имеют
ЛБВ, в которых использованы МПФС из самарийкобальтовых или
других магнитных материалов на основе редкоземельных элементов,
обладающих магнитной энергией более 20 МГс-Э. МПФС имеют малые
поля рассеяния и допускают полную экранировку магнитной системы,
если магнитопровод имеет форму трубы 1, а МПФС состоит из
радиально намагниченных колец 2 (рис. 5.16).
Заметим, что радиально намагниченные шайбы менее технологичны,
чем аксиально немагниченные, так как изготовляются из предваритель-
но намагниченных секторов. Однако МПФС с радиально намагни-
ченными шайбами имеют наименьший поперечный размер магнитной
системы; монтаж таких ЛБВ в установках, содержащих магнитные
материалы, более прост.
Одним из примеров достижений в области миниатюризации ЛБВ
является лампа карандашной конструкции с торцовыми вводом и вы-
водом энергии, разработанная фирмой «Varan» (VTX 1683) для фазиро-
ванных антенных решеток. МПФС этой ЛБВ имеет внешний диаметр
10 мм и внутренний — 6,5 мм; диаметр спиральной ЗС составляет 1 мм,
а электронный пучок имеет диаметр 0,6 мм. ЛБВ обеспечивает вы-
ходную мощность 20 Вт при коэффициенте усиления 30 дБ в полосе
частот 8—12 ГГц, ее к.п.д. 20% с рекуперацией при понижении
напряжения от Uo = 1750 В до UK„ = 950 В, масса около 80 г.
Современные мини-ЛБВ перекрывают диапазон частот от 2 до
40 ГГц, имеют полосы пропускания 40 — 80%, выходные мощности
1 — 30 Вт в непрерывном и до 3 кВт в импульсном режимах при
к. п. д. до 30%. Их коэффициент усиления составляет 30 — 50 дБ, масса
находится в пределах 0,08 — 0,5 кг [6].
ЛБВ с печатными платами. К малогабаритным ЛБВ относятся также
создаваемые на печатных платах лампы, в которых использованы
плоские ЗС на диэлектрической подложке. Известны две основные
разновидности таких ЛБВ: линейная (рис. 5.17) и дисковая (рис. 5.18)
конструкции.
В ЛБВ на печатных платах могут быть использованы ЗС типа
«плоских спиралей». К ним относятся системы типа «меандр», «зигзаг»,
138
Рис. 5.17. Схема ЛБВ на печатной плате с четырех-
этажной меандровой системой
«разворачивающаяся спираль» и «концентрические кольца с перемыч-
ками». Все они могут быть получены на керамических пластинах
методом пленочной технологии.
В ЛБВ, имеющей вид плоского пенала (см. рис. 5.17), использо-
вана четырехэтажная меандровая ЗС с коаксиальными входом и вы-
ходом. На противоположной керамической пластине нанесен симметрич-
ный электрод СЭ. Ускоряющий электрод УЭ тоже выполнен в виде
двух пленок. Объемной в этой конструкции является только электрон-
ная пушка ЭП, формирующая ленточный поток электронов. Для фоку-
сировки электронного потока использована МПФС (на рисунке не
показана), состоящая из плоских прямоугольных магнитов, расположен-
ных с обеих сторон на внешних плоскостях ЛБВ.
В дисковой ЛБВ с радиальным взаимодействием (рис. 5.18, а) в
центральной части расположен цилиндрический катод К, окруженный
штыревой сеткой С. Поскольку электронный поток является радиально
расходящимся, магнитной фокусирующей системы в этой конструкции
нет. Коллектор Кл расположен на периферийной части ЛБВ и служит
ее корпусом. Печатные платы представляют собой керамические диски,
на которые нанесены ускоряющий электрод УЭ в виде двух симметрич-
ных колец, а также ЗС на одном диске и симметричный электрод
СЭ на другом. В качестве ЗС, обеспечивающей синхронизм электронов
Эл с радиальной фазовой скоростью бегущей волны, может быть
использована разворачивающаяся спираль (спираль Архимеда)
(рис. 5.18, в) или система, состоящая из колец с перемычками и пред-
ставляющая собой свернутый двухэтажный меандр (рис. 5.18,6). Геомет-
рический коэффициент радиального замедления ЗС определяется отноше-
нием длины окружности кольца или витка спирали к ее шагу:
Кзам к 2яг/Дг. Для поддержания фазовой скорости или коэффициента
замедления в радиальном направлении неизменными система имеет
переменный шаг Аг, который увеличивается от центра к периферии ЗС,
где расположены вход Вх и выход Вых.
139
Рис. 5.18. Схема ЛБВ на печатной
плате дисковой конструкции
Печатные ЛБВ технологичны и дешевы в производстве, особенно
при массовом выпуске. Они могут обеспечивать выходные мощности
100—5G0 Вт в непрерывном режиме в дециметровом диапазоне длин
волн с коэффициентом усиления 30 дБ и к. п. д. 30 % [6]. Недостатком
таких ЛБВ является малый срок службы вследствие запыления печат-
ных ЗС продуктами испарения с катода. Однако печатные ЛБВ могут
быть использованы в качестве приборов одноразового действия ввиду
их невысокой стоимости.
Двухрежимные ЛБВ. Иногда при эксплуатации ЛБВ в системах ра-
диопротиводействия возникает необходимость перехода от импульсного
режима работы к непрерывному для создания заградительных помех
[6]. При изменении значения выходной мощности на порядок требует-
ся сохранять высокое значение коэффициента усиления и обеспечивать
эффективную работу ЛБВ в обоих режимах. Использование обычной
ЛБВ в двойном режиме неэффективно из-за большого различия в зна-
чениях коэффициента усиления и к. п. д. на линейном и нелинейном
участках амплитудной характеристики ЛБВ.
Совершенствование конструкций двухрежимных ЛБВ происходит в
двух основных направлениях. Одно из них связано с использованием
электронной пушки, специально предназначенной для изменения тока
электронного луча. Другое основано на изменении эффективной длины
ЗС или использовании двух замедляющих систем, работающих при
разных ускоряющих напряжениях. В мощных двухрежимных ЛБВ, в
которых используют многоступенчатый коллектор с рекуперацией, для
поддержания высокого к. п. д. изменяют потенциалы ступеней коллектора
при переходе от одного режима к другому.
На рис. 5.19 приведено устройство электронно-оптической системы
двухрежимной ЛБВ с двумя катодами в электронной пушке. Централь-
ный катод 1 формирует сплошной электронный поток 2 с диаметром,
равным приблизительно половине диаметра спиральной ЗС 5. Кольцевой
140
Рис. 5.19. Схема электронно-оптической
системы двухрежимной ЛБВ десятисанти-
метрового диапазона длин волн
катод 3, окружающий централь-
ный, формирует полый пучок
электронов 4 с внешним диамет-
ром, составляющим 0,8 диамет-
ра спирали D. Сплошной пучок,
используемый в импульсном
режиме, обеспечивает токопро-
хождение 99 % при токе 1 А. По-
лый пучок, используемый в
непрерывном режиме, обеспе-
чивает токопрохождение не ху-
же 97 % при токе 0,4 А.
Двухрежимная ЛБВ с рас-
сматриваемой электронно-оптической системой работает в октавной
полосе частот 2 — 4 ГГц при ускоряющем напряжении 8 кВ в обоих режи-
мах. В импульсном режиме со скважностью около 20 она имеет выход-
ную мощность 1 кВт при усилении 28 дБ и к. п. д. 22 %, в непрерывном —
200 Вт, 23 дБ и 12%.
В настоящее время разработаны двухрежимные ЛБВ [6] с выходной
мощностью 2—5 кВт в полосе 2 — 4 ГГц при к.п.д. 38 — 45%. Такой
к. п. д. получен за счет использования многосекционного коллектора
с рекуперацией в сочетании со скачком фазовой скорости. На ближайшее
время поставлена задача достижения десятидецибельного перепада мощ-
ностей в октавной полосе частот при коэффициенте усиления более
30 дБ и к. п. д. порядка 40 % в импульсном и непрерывном режимах.
Особенности конструкций мощных ЛБВ типа О и их параметры.
Наиболее широкополосной ЗС является спираль, которая используется
в большинстве конструкций ЛБВ, хотя она обладает и рядом не-
достатков. Одним из них является то, что спираль нуждается в изо-
лирующих поддержках. Обычно ее крепят, зажимая между кварцевыми
или керамическими штабиками (см. рис. 5.5) или вставляя в калибро-
ванную диэлектрическую трубку. Теплоотвод от спирали затруднен.
Кроме того, в мощных ЛБВ, имеющих большое ускоряющее напря-
жение, спираль малоэффективна, так как при малом замедлении шаг
спирали L близок к ее диаметру D, поскольку x tiD/L.
В такой редкой спирали, у которой L a D, высокочастотное поле
насыщено пространственными гармониками высокой интенсивности, а
поле основной волны ослаблено.
Если добиваться большой мощности за счет увеличения тока луча
при средних значениях напряжений и брать густые спирали, в которых
высокочастотное поле быстро убывает по мере удаления от ее поверх-
ности, то необходимо уменьшать диаметр спирали, чтобы сопротивление
связи на ее оси было достаточно большим. Диаметр спирали должен
быть значительно меньше замедленной длины волны, а это, в свою
очередь, ограничивает толщину электронного луча и достижимые значе-
ния тока ЛБВ. Поэтому в мощных ЛБВ (рис. 5.20) [8] вместо спи-
ральных систем используют ЗС, имеющие легко охлаждаемую кон-
струкцию, не нуждающуюся в диэлектрических опорах и обеспечиваю-
щую высокую интенсивность продольной компоненты высокочастотного
141
2
Рис. 5.20. Схема устройства мощной ЛБВ с замедляющей системой типа
«клеверный лист»:
I — электронная пушка; 2 — соленоиды; 3 — ввод и вывод энергии; 4 — коллектор с жид-
костным охлаждением; 5 — замедляющая система; 6 — локальный поглотитель
электрического поля. К таким системам относятся диафрагмированные
волноводы, состоящие из цепочек связанных резонаторов, среди кото-
рых наибольшее распространение получили системы из цилиндрических
резонаторов с видом колебаний ЕОю и максимальной концентрацией
электрического поля вдоль оси системы, где имеется пролетный канал.
Эти системы имеют крутую дисперсионную характеристику и являются
узкополосными. Для ослабления дисперсии между резонаторами вводит-
ся дополнительная связь по магнитному полю через радиальные или
секторные щели в диафрагмах, разделяющих резонаторы.
Система с радиальными щелями получила название «клеверный
лист» (рис. 5.21). Основной здесь является прямая волна. ЛБВ
с ЗС типа «клеверный лист» имеет рабочую полосу частот ~ 15 -г 20%
относительно средней частоты.
Более простую конструкцию имеет ЗС с секторными отверстиями
магнитной связи (рис. 5.22, а). Расположение секторных отверстий 2 в
общих стенках резонаторов 1 повторяется через один резонатор.
Поэтому такая система является двухступенчатой и имеет две ветви
дисперсионной характеристики (рис. 5.22, б). Сплошная линия на рисунке
соответствует колебаниям с продольной компонентой электрического
поля вдоль оси системы, где основной является обратная волна.
Для работы ЛБВ используется первая пространственная гармоника
прямой волны там, где дисперсионная характеристика имеет пологий
участок. Рабочая полоса длин волн ДХра5 составляет 10—15% от
142
Рис. 5.21. Схемы конструкций
замедляющей системы типа
«клеверный лист» [выступы в
резонаторах (а) могут быть за-
менены фигурными кольцами
2 (б)]
средней длины волны. Дру-
гая ветвь дисперсионной ха-
рактеристики (штриховая)
для работы ЛБВ не исполь-
зуется.
В ЛБВ миллиметрового
диапазона длин волн в основ-
ном применяют ЗС гребен-
чатого и лестничного типов,
которые наиболее техноло-
гичны в мелкоструктурном
исполнении. Рабочая полоса
частот ЛБВО миллиметрового диапазона обычно находится в пределах
5 — 7% относительно средней частоты.
В ЛБВ с высоким коэффициентом усиления особые требования
предъявляются к согласованию локального поглотителя, КСВ которого
не должен превышать 1,03 во избежание самовозбуждения выходной
секции ЛБВ. В маломощных спиральных ЛБВ поглотитель наносят в
виде тонкой пленки графита на диэлектрические держатели спирали.
В ЛБВ средней мощности используют поглощающие вставки из на-
углероженной керамики. В мощных и сверхмощных ЛБВ ввиду затруд-
нений с отводом теплоты локальный Поглотитель заменяют вневакуум-
ными согласованными нагрузками СН (рис. 5.23). Замедляющая система
при этом разрывается и в местах разрыва размещаются согласующие
устройства на выходе и входе обеих секций ЗС. Поскольку согласую-
щие устройства с вакуумными уплотнениями не обеспечивают такого
хорошего согласования, как поглощающие вставки, секции ЗС укорачи-
вают для нарушения амплитудных условий самовозбуждения. Однако
Рис. 5.22. Схема замедляющей системы типа «цепочки связанных ре-
зонаторов» (а) и ее дисперсионная характеристика (б)
143
Рис. 5.23. Схема ЛБВ с вневакуумными согласованными
нагрузками
это приводит к уменьшению коэффициента усиления, для сохранения
которого иногда добавляют третью секцию ЗС.
Таким образом, секционирование конструктивных элементов ЛБВ
является одним из наиболее эффективных путей улучшения ее пара-
метров. Напомним, что секционирование анода электронной пушки
приводит к уменьшению шумов; секционирование коллектора обеспе-
чивает увеличение к. п. д. и повышает стабильность работы ЛБВ в
режиме рекуперации; секционирование магнитной системы и превра-
щение ее в реверсную или периодическую магнитную систему позволяет
уменьшить массу и размеры ЛБВ.
ЛБВ типа О применяют в широкодиапазонных радиолокационных
станциях, в том числе в РЛС с фазированными антенными решетками,
в аппаратуре радиорелейных линий связи, в устройствах для косми-
ческой (спутниковой) связи, в системах радиомаскировки и радиопро-
тиводействия [6]. Импульсные ЛБВ используются в промежуточных
и предоконечных каскадах усилительных цепочек передатчиков РЛС.
Рабочая полоса частот мощных ЛБВ находится в пределах от
10 до 20 % относительно средней частоты (табл. 5.2). Наиболее широкой
полосой (20%) обладают ЛБВ дециметрового диапазона волн. Огра-
ниченная широкополосность мощных ЛБВ связана с тем, что в них
используются массивные системы волноводно-резонаторного типа, обла-
дающие хорошим теплоотводом и допускающие введение жидкостного
охлаждения в случае необходимости. Такие системы имеют узкие полосы
пропускания и крутые дисперсионные характеристики. Однако они
обладают высокими значениями сопротивлений связи, что обеспечи-
вает получение больших коэффициентов усиления, как это видно из
табл. 5.2.
Таблица 5.2. Параметры мощных импульсных ЛБВ [6]
Тип ЛБВ Параметры
полоса частот, ГГц р 1 вых. имп* кВт скваж- ность Ку. дБ П, 7» 1/0. кВ ли, кг
QKW 1701 1,2-1,4 300 30 50 48 48 91
560Н 3,1-3,5 250 50 53 40 48 68
РТ 1020 5,35-5,85 4000 67 33 48 135 240
N 1061 7,7-8,3 900 200 33 37 100 145
835Н 15,9-16,4 185 100 48 20 85 13,5
144
Следует отметить, что мощные ЛБВ имеют сравнительно большие
массы и размеры. Ускоряющие напряжения мощных ЛБВ тоже велики,
однако они обладают большой долговечностью и высокой надеж-
ностью. Срок службы ЛБВ доходит до 50 тыс. ч, а прогнозируемый
срок службы составляет 100 тыс. ч [6].
Итак, мощные ЛБВ характеризуются хорошим сочетанием пара-
метров, хотя и уступают по некоторым из них усилителям на каскад-
ных клистронах (по коэффициенту усиления) и на приборах М-типа
(по к. п. д., размерам и напряжениям).
Наиболее конкурентоспособными среди прочих приборов СВЧ яв-
ляются ЛБВ с выходной мощностью 1 — 10 кВт в импульсе и
0,1 — 1 кВт в непрерывном режиме. Они, как правило, имеют полосу
пропускания не менее октавы (67 %), коэффициент усиления 30 — 40 дБ
и к.п.д. более 35%.
В мощных широкополосных ЛБВ непрерывного режима (табл. 5.3),
имеющих ускоряющие напряжения менее 10 кВ, чаще всего исполь-
зуются охлаждаемые замедляющие системы. Для крепления спиралей
применяются опоры из бериллиевой керамики, обладающей высокой
теплопроводностью. В некоторых случаях используются полые спирали,
внутри которых прогоняется охлаждающая жидкость.
ЛБВ непрерывного режима широко используются в бортовой ап-
паратуре спутников связи, в аппаратуре для прямого приема телевизи-
онных программ на индивидуальные антенны, а также в РЛС с фа-
зированными антенйыми решетками.
Несомненным достоинством ЛБВ, разрабатываемых для космической
техники, является их высокая надежность и большая долговечность.
Долговечность порядка 7—10 лет [6] обеспечивается за счет сни-
жения токовой и тепловой нагрузки катода. Этому способствуют
применение электронных пушек со сходящейся оптикой, позволяющей
увеличить полезную площадь катода; использование импрегнирован-
ных катодов с нагрузкой менее 0,8 А/см2 при рабочей температуре
1000°С и поддержание высокого вакуума (~ 1 10~8 Па, т. е. 1СГ10
мм рт. ст.). Для ЛБВ космического применения нормы наработки
до отказа составляют 250 — 500 тыс. ч, а теоретический предел срока
службы оценивается в 100 тыс. ч. В [6] отмечается, что перед
отправкой потребителю для установки в космическую аппаратуру
ЛБВ проходят электротермотренировку в течение 2 тыс. ч,
при которой контролируются основные параметры.
Конструкции ЛБВ непрерывно совершенствуются. Среди новых
Таблица 5.3. Параметры широкополосных мощных ЛБВ непрерывного режима (6]
Тип ЛБВ Параметры
полоса частот, ГГц Wo, % ^ВЫХ» кВт К дБ П. % т. кг
QKW 1750 1,0-2,5 86 1,25 30 35 16
МА 2064 1,5-4 90 0,5 25 35 4,5
М 5819 4-8 67 1,0 35 30 —
145
конструктивных решений необходимо упомянуть о разработках модулей
на ЛБВ.
На первых порах модули состояли из миниатюрных ЛБВ со
встроенными источниками питания. В настоящее время модули пред-
ставляют собой комплексные устройства, включающие пассивные эле-
менты, обеспечивающие развязку на входе и согласование с нагрузкой,
защиту от перегрузок и автоматическую регулировку напряжений.
Так, в [6] описан модуль на ЛБВ для спутниковой связи, содер-
жащий встроенный источник питания на полупроводниковых прибо-
рах с устройствами для автоматической подачи напряжений на
электроды ЛБВ с необходимой задержкой и защиты ЛБВ от теп-
ловых и электрических перегрузок. Этот модуль, являющийся усилите-
лем двухсантиметрового диапазона волн с выходной мощностью
20 Вт, имеет размеры 34 х 39 х 48 см и массу 9 кг. Известны мо-
дули массой 2,5 — 4 кг.
Создание модулей обеспечивает компактность радиоэлектронной
аппаратуры, повышает надежность и снижает ее себестоимость.
§ 5.2. Лампы обратной волны О-типа
Особенности ЛОВО, их устройства н применение. Лампы обратной
волны (ЛОВ) известны с начала 50-х годов. появление связано
с исследованиями самовозбуждений ЛБВ, сопровождавшихся иногда
необычными явлениями. Во-первых, генерация наблюдалась со сторо-
ны входа ЛБВ. Во-вторых, частота и мощность генерации почти
не зависели от согласования ЗС, т. е. отражения волн от ее концов
не определяли фазовых условий самовозбуждения. В-третьих, мощность
генерации слабо зависела от ускоряющего напряжения, которое су-
щественно влияло на частоту генерации. Генератор на такой лампе
обладал чрезвычайно широким диапазоном электронной перестройки
частоты. Его иногда называли «карсинотроном» (от. греч. «карсинос» —
рак) ввиду обратного движения энергии электромагнитных колебаний
в замедляющей системе.
Для рассмотрения особенностей превращения усилителя на ЛБВ
в генератор к лампе без локального поглотителя в замедляющей
системе подключим внешнюю линию обратной связи с выхода на
вход ЛБВ (рис. 5.24). В этом случае фазовое условие самовозбужде-
ния, т. е. условие положительной обратной связи, можно выразить
в виде
₽/ + IWoc = 2лл, (5.19)
где и /ос — фазовая постоянная и длина линии обратной связи;
произведение р/ определяет фазовый сдвиг от начала до конца
замедляющей системы длиной 1; п — целое число, соответствующее
номеру зоны генерации. Выражение (5.19) можно переписать:
^/^зам Т ^ос/^тэ Л,
где и лзам - длины волн в линии обратной связи и в ЗС со-
ответственно. Таким образом, номер зоны генерации равен электриче-
146
Рис. 5.24. Схема ЛБВ с внешней Рис. 5.25. Схема генераторной ЛОВ
обратной связью
ской длине контура обратной связи и может иметь значение до несколь-
ких десятков, так как обычно /Азам = 304-40. Поэтому зоны генерации
ЛБВ оказываются расположенными близко друг к другу и возможны
«перескоки» частоты из одной зоны в другую.
Для работы в одной зоне генерации необходимо обеспечить условие
/Азам + ДАв = const. Так как длина волны во внешней линии Х„
пропорциональна длине волны генерации X, то для соблюдения
этого условия длина волны в замедляющей системе Хзам должна
быть обратно пропорциональна X, т. е. ЗС должна обладать аномаль-
ной дисперсией.
В то же время из (5.19) можно получить выражение, опреде-
ляющее взаимосвязь между групповыми скоростями волн в рассматри-
ваемых участках контура обратной связи:
WP/Ao + lxd^0Jda> = 0, или //ггр = -/ос/(ггр)ос-
Итак, необходимо, чтобы групповые скорости в линии обратной
связи и в ЗС имели разные знаки. Поскольку линия обратной
связи как обычная передающая линия обладает положительной
дисперсией, то отрицательной дисперсией должна обладать ЗС. Следо-
вательно, для устойчивой генерации в широкой полосе частот не-
обходимо использовать ЗС с отрицательной дисперсией, которая
всегда имеет аномальный характер. Иными словами, необходимо
обеспечить взаимодействие электронного потока с обратной волной.
Для наиболее эффективного взаимодействия обратная волна должна
быть основной, т. е. иметь наибольшую фазовую скорость, так
как при этом сопротивление связи максимально. Замена в ЛБВ пря-
моволновой замедляющей системы на обратноволновую означает пе-
реход от ЛБВ к ЛОВ.
Принцип действия ЛОВ был рассмотрен ранее в § 2.2. В ЛОВ
не нужна внешняя линия обратной связи, так как на обратной вол-
не создаются внутренние контуры обратной связи в пределах каждой
ячейки ЗС (см. рис. 2.12).
ЛОВ О-типа отличается от ЛЕВО главным образом устройством
ЗС и расположением поглотителя, который находится в «кол-
лекторном» конце ЗС генераторной ЛОВ в виде согласованной на-
грузки СН (рис. 5.25). Вывод энергии при этом обеспечивается со
стороны «пушечного» конца ЗС.
В ЛОВ чаще всего используют ЗС встречно-штыревого типа или
двухзаходные спирали. Для создания коротковолновых ЛОВ удобны
147
Рис. 5.26. Устройство ЛОВ дециметрового диапазона длин
волн с тремя электронными потоками в изометрии (а) и в ос-
новной проекции (б)
системы, выполненные из встречных пластин с отверстиями, образую-
щими пролетный канал. На рис. 5.26 показана одна из типовых
конструкций ЛОВ. Вместо встречных штырей в ЗС такой ЛОВ используют
встречные шпильки 2. Это позволяет пропустить вдоль ЗС три лен-
точных электронных потока 3, формируемых электронной пушкой,
на аноде 5 и диафрагме 4 которой имеются по три прямо-
угольные щели. На внешнюю часть коллектора 1 надевается радиатор
воздушного охлаждения (на рисунке не показан). Лампа имеет, как пра-
вило, пакетированную конструкцию.
Среди конструкций ЛОВ представляет интерес лампа Салливена,
в которой используется ЗС, похожая на двухзаходную спираль. Ее
иногда называют «винт со спиралью», так как спираль 1 расположена
в винтовой канавке, прорезанной на поверхности цилиндрического
стержня 2 (рис. 5.27). Полый стержень выполняет роль внешнего
проводника коаксиальной линии, используемой для вывода энергии
ЛОВ. Внутренний проводник 3 коаксиального вывода непосредственно
переходит в спираль. Противоположно направленные токи в провод-
никах коаксиальной линии обеспечивают противофазное возбуждение
винта и спирали, при котором данная система становится обратно-
волновой. В лампе Салливена использован трубчатый электронный
поток 4, окружающий ЗС. Такая лампа имеет широкий диапазон
электронной перестройки частоты, перекрывающий две октавы, ее
148
Рис. 5.27. Схема замедляющей системы 1 Z 3
лампы Салливена . . ........ ‘.'X. :.
длина волны изменяется от 13 до [L 7 /77 /77 IJ1 Д ——к Sun \
2,5 см при увеличении ускоряю- / ш Ш Щ /
щего напряжения от 40 до 3000 В. /
ЛОВО широко используют в “ —“
автоматических измерителях КСВ
и потерь в качестве свип-генераторов. Они разработаны на все
поддиапазоны длин волн СВЧ-колебаний от метрового до субмил-
лиметрового. Большинство длинноволновых ЛОВО обладает октав-
ным диапазоном электронной перестройки частоты. Электронная
перестройка ЛОВ миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов
составляет около половины октавы. Так, фирма «Sperry» рекламиро-
вала десять типов ЛОВ, перекрывающих диапазон длин волн от
60 см до 0,2 мм с выходной мощностью 50 — 2 мВт. В настоящее
время разработки маломощных ЛОВ сократились в связи с использо-
ванием полупроводниковых генераторов в измерительной аппаратуре
СВЧ. Однако исследования возможностей создания ЛОВ с большой
выходной мощностью в нижней части сантиметрового и миллимет-
ровом диапазонах длин волн продолжаются.
Основным препятствием к повышению мощности генерации являет-
ся невысокое значение к. п. д. ЛОВО, значения которого ниже к. п. д.
ЛБВ, так как хорошо сгруппированные электронные сгустки взаимо-
действуют со слабым СВЧ-полем в конце ЗС.
Релятивистские ЛОВ. Успехи в области создания мощных ЛОВ
связаны с использованием в них релятивистских электронных потоков.
Имея нерезонансные колебательные системы, релятивистские ЛОВ
способны генерировать мощные СВЧ-колебания в виде сверхкоротких
импульсов. Релятивистские ЛОВ были разработаны в ФИАН СССР
и ИПФ СССР в 1973 г., а также в Корнельском университете США
в 1974 г. Первые отечественные ЛОВ работали в трехсантиметровом
диапазоне длин волн и имели выходную мощность в несколько
сотен мегаватт при к. п. д. более 10 %. К 1982 г. мощность генерации
релятивистской ЛОВ этого диапазона была доведена до 1 ГВт
в импульсе наносекундной длительности.
В 1978 г. было проведено исследование релятивистской ЛОВ
восьмимиллиметрового диапазона длин волн (рис. 5.28). Для вза-
имодействия с электронным потоком была использована первая от-
рицательная пространственная гармоника электромагнитной волны,
распространяющейся по прямоугольному волноводу с гофрированными
широкими стенками 4. Поперечное сечение пролетного канала имело
размеры 4x4 мм; ток электронного пучка диаметром 2,6 мм
составлял 300 — 500 А в импульсе длительностью 15 — 20 нс. Для
фокусировки пучка использовался импульсный соленоид, обеспечива-
ющий магнитную индукцию 1 Тл. Вывод энергии ЛОВ представ-
лял 90-градусный волноводный излом 5 со слюдяным вакуумным уп-
лотнением 6 и выходным рупором 7. Излом был необходим для того,
чтобы электронный поток не разрушал слюдяное окно. Выходная
149
Рис. 5.28 Схема устройства реляти-
вистской ЛОВ:
/ — инжектор; 2 — электромагнит; 3 —
электронный луч; 4 — гофрированный вол-
новод; 5 — излом; 6 — слюдяное окно; 7 —
излучающий рупор; 8 — приемный рупор
с детектором
мощность измерялась с помощью приемного рупора 8 с полупро-
водниковым детектором. Она достигала 10 МВт в импульсе при
к. п. д. ~ 3 %.
§ 5.3. Лампы бегущей и обратной волн М-типа
Принцип действия лампы бегущей волны М-типа (ЛБВМ). Конструк-
тивно ЛБВМ (называемая также биматроном) (рис. 5.29, а) почти
не отличается от ЛЕВО с гребенчатой ЗС. Она состоит из электрон-
ной пушки 1, гребенчатой (ламельной) системы 2 с подошвой 4
и коллектором 3. Как и в ЛЕВО, электронная пушка инжектирует
ленточный электронный поток ЭП, который пропускается вдоль ЗС
(без оседания на ее поверхности в статическом режиме) и дости-
гает коллектора.
Отличительная особенность ЛБВМ состоит в том, что электронный
поток движется в скрещенных постоянных электрическом и магнитном
полях. Поэтому подошва является отрицательным электродом по от-
ношению к ламелям гребенчатой системы. Постоянное электрическое
поле направлено от ламелей к подошве, а магнитное — перпендику-
лярно плоскости чертежа. Напомним, что в скрещенных полях
электроны движутся по трохоидальным траекториям, образованным
точками катящегося круга. В рассматриваемом случае скрещенные
поля направлены таким образом, что круг «должен катиться» по
поверхности отрицательного электрода (подошвы) от «пушечного»
конца ЗС к «коллекторному».
В общем случае трохоидальная форма траекторий электронов
в ЛБВМ нежелательна: электронный поток должен двигаться вдоль
прямой линии, как и в ЛЕВО. Так как прямолинейная траектория
является частным случаем трохоиды [она соответствует траектории
центра круга, «катящегося» по отрицательному электроду (рис. 5.29, б)],
то очевидно, что траектория электронов в скрещенных полях окажется
прямолинейной, если их скорость по абсолютному значению и на-
правлению совпадает со скоростью гц = Е/В, и влетают они в участок
полей £ и В на расстоянии R = тЕ/(еВ)2 от отрицательного электрода
(см. § 4.1).
Итак, в ЛБВМ начальная скорость электрона должна быть равна
г0 = ]/2el/0/m = + U2)/(bB),
где b — расстояние между системой и подошвой; UQ, Ut и U2 — постоян-
ные напряжения, приложенные между соответствующими элек-
150
тродами (рис. 5.29, а). Соотношение между этими напряжениями
должно удовлетворять условию + U2 = bB\/2eU0/m, а электроны
должны вводиться в пространство взаимодействия на расстоянии
Увл = т (Ul + С2)/(еЬВ2)
от отрицательного электрода и электронный пучок должен быть
достаточно узким.
Следует отметить, что ЛБВМ позволяет получать высокие зна-
чения к. п. д. за счет использования магнетронного принципа груп-
пировки электронов и отбора энергии от сгруппированного потока.
При этом группировка электронов происходит под действием попе-
речной компоненты высокочастотного электрического поля. Центром
электронного сгустка является электрон, относительно которого на-
правление поперечного электрического поля изменяется от подошвы
к системе. Этот электрон, находящийся в нулевом поперечном поле, ока-
зывается в максимуме тормозящей фазы продольного электрического
поля (в ЛЕВО группировка происходит вокруг электрона, находяще-
гося в нулевом продольном поле, и сгусток не оказывается в мак-
симуме тормозящего полупериода бегущей волны, в результате чего
взаимодействие в ЛЕВО не оптимально). В ЛБВМ и группировка
электронов, и отбор энергии от них более эффективны, а фазовая
фокусировка электронов наилучшим образом обеспечивает передачу
энергии от электронных сгустков тому высокочастотному полю, ко-
Рис. 5.29. Схема устройства («) и формирование траекторий
электронов (») в ЛБВМ
151
Рис. 5.30. Схема короткой электронно-оп-
тической системы
торое их формирует (рис. 5.29, б). Это связано еще и с тем, что
«благоприятные» электроны в процессе взаимодействия смещаются
к ЗС, теряя потенциальную энергию. Приближаясь к поверхности
ЗС, электроны попадают в более интенсивное тормозящее поле
и эффективность взаимодействия возрастает.
Напомним, что в приборах М-типа потери кинетической энергии
электронами в тормозящей фазе электрического поля непрерывно
восстанавливаются за счет ускорения электронов в скрещенных по-
лях. Поэтому средняя скорость электронов вдоль пространства вза-
имодействия и их усредненная кинетическая энергия в самосогла-
сованном поле прибора остаются постоянными при смещении электро-
нов к ЗС, выполняющей роль анода.
«Неблагоприятные» электроны, находящиеся в ускоряющей фазе
продольного электрического поля, отклоняются к отрицательному
электроду, где продольное электрическое поле уменьшается до нуле-
вого значения на поверхности электрода, поэтому «вредное» влияние
этих электронов на к. п. д. невелико.
В конце ЗС электронные сгустки, поднимаясь до системы, посте-
пенно оседают на ее поверхности. Электроны, не достигшие по-
верхности ЗС, оседают на коллекторе.
Электронная пушка, показанная на рис. 5.29, а, должна быть экра-
нирована от поперечного магнитного поля во избежание воздействия
его на электронный поток до введения в пространство взаимодей-
ствия. Поэтому на практике обычно используют так называемую
короткую электронно-оптическую систему (рис. 5.30). Принцип дей-
ствия такой электронной пушки заключается в том, что электроны
вводятся в пространство взаимодействия с вершины циклоиды. Для
этого электронную пушку, состоящую из катода К, поверхность
которого параллельна поверхности отрицательного электрода ОЭ,
и управляющего электрода УЭ, помещают в поперечное магнитное
поле. Электроны, вылетающие с поверхности катода, под действием
скрещенных полей двигаются по трохоиде, частным случаем которой
является циклоида (штриховая линия на рисунке). Чтобы электрон
инжектировался в пространство взаимодействия, имея только продоль-
ную скорость, катод устанавливают на таком расстоянии от входа
в пространство взаимодействия, на котором укладывается половина
циклоиды. Это расстояние равно где Ri зависит от напряжен-
152
CH CH
ности электрического поля £t между катодом и управляющим элек-
тродом. Скорость электрона на вершине циклоиды v = 2cui = 2EJB
должна быть равна скорости гц2 = Е2/В. Если значения В в месте рас-
положения пушки и в пространстве взаимодействия одинаковы, то
напряженность электрического поля в пространстве взаимодействия
Е2 должна быть вдвое больше, чем Е{.
Рассмотренная электронно-оптическая система весьма компактна,
поскольку ее катод отстоит от участка инжекции на расстоянии
всего в половину циклоиды; она получила название короткой. Схема
устройства линейной ЛБВМ с короткой электронно-оптической системой
показана на рис. 5.31.
Такие системы особенно удобны для использования в цилиндри-
ческих конструкциях ЛБВМ (рис. 5.32, а), которые оказываются ком-
пактнее линейных. Кроме того, магнитные системы цилиндрических
ЛБВМ более простые и имеют меньшие размеры. Цилиндрическая
ЛБВМ — это фактически свернутая в незамкнутое кольцо линейная
ЛБВМ. Напомним, что в цилиндрическом пространстве взаимодей-
ствия электроны движутся по эпитрохоидальным траекториям, про-
стейшей из которых является окружность, описываемая центром
круга, катящегося по цилиндру (по отрицательному электроду). Такая
траектория (окружность) электронного луча в цилиндрическом про-
странстве взаимодействия от короткой электронно-оптической системы
Рис. 5.32. Схемы устройства ЛБВМ (а) и ЛОВМ (б)
цилиндрической конструкции
153
до коллектора обеспечивается за счет равенства нулю суммы всех ра-
диальных сил, включая центробежную силу (см. § 4.1).
На рис. 5.32, б показана схема устройства лампы обратной волны
М-типа (ЛОВМ), конструкция которой отличается от конструкции
ЛБВМ только тем, что в ней используют обратноволновую ЗС
(обычно встречно-штыревого типа), а поглотитель располагают в
«коллекторном» конце ЗС в виде оконечной согласованной нагрузки.
В мощных ЛОВМ, как и в ЛБВМ, поглотители могут быть размещены
вне вакуумной части лампы в виде согласованных нагрузок, под-
ключенных к соответствующим выводам ЗС (см. рис. 5.31).
Характеристики и параметры ЛБВМ И ЛОВМ. Одним из основ-
ных параметров ЛБВМ и ЛОВМ является к. п. д., высокое значение
которого достигается без таких специальных мер, как в ЛБВО.
Рассмотрим, от чего зависит электронный к. п. д. прибора М-типа
с инжектированным электронным потоком. Проанализируем общепри-
нятое выражение для электронного к. п. д.
Пэ = wojw0,
где 1Тотд — энергия, отдаваемая электроном; 1Т0 — энергия, сообщаемая
электрону. Энергию, отданную электроном высокочастотному полю
пространства взаимодействия, представим в виде разности энергий
электрона на входе и выходе из пространства взаимодействия:
№отд — IVBX — 1ТВЬ1Х. На входе в пространство взаимодействия электрон
имеет энергию, равную сумме его кинетической и потенциальной
энергии:
WBX = ц»ц/2 + е[/ал,
где и С/вл — скорость электрона и потенциал в точке «влета»
в пространство взаимодействия (рис. 5.33).
Как отмечалось ранее, кинетическая энергия электрона при вза-
имодействии в скрещенных полях в среднем не изменяется. Электрон
теряет лишь потенциальную энергию. Если электрон достигает анода,
то он покидает пространство взаимодействия с нулевой потенциаль-
ной энергией. Поэтому
= mvl/2 и 1К0ТЯ = еПвл.
Сообщаемая электрону энергия соответствует потенциальной энергии,
определяемой анодным напряжением:
Wo = eUa.
Таким образом, г], = UBn/Ua. Так как потенциал влета и анодное
напряжение в ЛБВМ или ЛОВМ с плоскими электродами равны
соответственно UB, = E(b - увл) и Ua = Eb, где b - расстояние между
поверхностью ЗС (анодом) и отрицательным электродом; увл — рассто-
яние между отрицательным электродом и точкой влета (рис. 5.33),
то получаем
Пэ=1-Увл/Ь. (5-20)
154
Таким образом, чем ближе к
поверхности отрицательного элек-
трода инжектируется электрон-
ный поток, тем выше к. п. д. ЛБВМ.
Так как увл = Л = mUa/(ebB2),
Рис. 5.33. К расчету электронного
к. п. д.
то уменьшение увл связано с увели-
чением магнитной индукции, а
рост магнитной индукции для
сохранения синхронизма при взаи-
модействии электронов с высоко-
частотным полем ЗС должен со-
провождаться увеличением анод-
ного напряжения. Увеличение же к. п. д. за счет удаления точки влета элек-
тронов от ЗС должно приводить к уменьшению коэффициента усиления
ЛБВМ. Так как продольная компонента высокочастотного электриче-
ского поля экспоненциально уменьшается при удалении от поверхности
замедляющей системы (рис. 5.33), то и сопротивление связи па
уровне влета также падает. Управление электронным потоком с по-
мощью входного сигнала на фоне внутренних шумов становится
затрудненным, пороговый входной сигнал возрастает. В результате
противоречивое требование получения высоких значений к. п. д. и ко-
эффициента усиления разрешается в ЛБВМ компромиссным путем,
чаще всего за счет снижения к. п. д. в рабочем режиме.
Кроме того, необходимо, чтобы приборы М-типа имели оптимально
высокие значения широкополосное™ и выходной мощности. Замед-
ляющие системы, обычно применяёмые на практике, являются систе-
мами гребенчатого (ламельного) или лестничного типа, имеют жесткие
конструкции, в них обеспечивается эффективный теплоотвод, по они
обладают довольно крутыми дисперсионными характеристиками. По-
этому иногда используют ЗС, дисперсионные характеристики которых
па положительной пространственной гармонике имеют пологий участок.
К таким системам относится, например, петляющий волновод. Известны
ЛБВМ со спиральными ЗС, выполненными из витков прямоугольной
формы полого проводника, по которому прогоняется охлаждающая
жидкость. Такие спирали обеспечивают широкую полосу пропуска-
ния, определяемую трехкратным превышением верхней частотной
границы над нижней (табл. 5.4).
Таблица 5.4. Параметры ЛБВМ непрерывного режима работы
Тип прибора Параметры
средняя длина волны, см выход- ная мощ- ность, кВт полоса частот, % коэффи- циент усиления, ДБ К. л. д., % тип ЗС
L-3913 3,75 1,5 20 22-24 30 Петляющий волновод
L-3767 65 0,7- 1,2 100 12-16 30 Спираль
L-3974 1,9 0,25 13 22-24 20 Петляющий волновод
155
Рис. 5.34. Частотные характеристики
биматрона 1 из ЛБВМЕ-3913
Однако в спиральную систему
трудно ввести разрывы, т. е. про-
извести секционирование ЗС. Поэ-
тому для подавления самовозбуж-
дения ЛБВМ свободные концы сек-
ций обычно нагружают внешними
поглотителями (см. рис. 5.31).
Это позволяет увеличить коэффи-
циент усиления от 16 до 24 дБ.
В ЛБВМ удается получить рав-
номерные частотные характеристи-
ки. Примером являются зависи-
мости выходной мощности и коэффициента усиления от частоты, при-
веденные на рис. 5.34 для ЛБВМ типа L-3913 из табл. 5.4.
Выходная мощность ЛОВМ достигает 1 кВт в дециметровом
диапазоне длин волн при к. п. д. до 50%. В нижней части сан-
тиметрового диапазона к. п. д. ЛОВМ составляет 20—30%. Диапазон
электронной перестройки частоты находится в пределах 20 — 30%
от средней частоты (табл. 5.5). ЛОВМ могут работать как в усилитель-
ном режиме, так и в режиме синхронизированной генерации. Усили-
тельные ЛОВМ получили название битермшпронов, а ЛОВМ, пред-
назначенные для работы в режиме синхронизации частоты внешним
сигналом,называют карпитронами (табл. 5.6).
ЛБВМ и ЛОВМ используют в станциях космической связи
и системах радиопротиводействия. Достоинствами ЛОВМ являются
высокий к. п. д., широкий диапазон электронной перестройки частоты,
линейность зависимости частоты от анодного напряжения, отсутствие
затягивания частоты и способность к работе в тяжелых условиях
эксплуатации.
Таблица 5.5. Параметры некоторых ЛОВМ [6|
Тип прибора Параметры
диапазон электрон- ной перестройки, ГГц ^ВЫХ’ кВт Ципах* кВ 4. А т, кг
СМА 1241 0,8-1,06 0,9 6 0,6 14
L 3724А 2,5-3,55 0,23 5,2 0,35 7,3
СМА 1290 15,4-17,7 0,1 4,2 0,3 3,7
Таблица 5.6. Типовые параметры карпитронов |6|
Тип прибора Параметры
средняя частота, ГГц р 1 ВЫХ Г кВт Т’вх, Вт к. п. д. °/ /0 полоса синхро- низации, МГц
Опытный
образец 10 1 12,5 45 40-50
СМР 1115 5,9-6,4 0,5 15 35 60
156
Рис. 5.35. Схема двухкаскадного усилителя со ступен-
чатым изменением высоты пространства взаимодей-
ствия
Каскадирование ламп бегущей волны М-тнпа. ЛБВМ уступают
ЛЕВО по значению коэффициента усиления. Основным препятствием
достижения высоких значений коэффициента усиления в ЛБВМ явля-
ется большой пороговый входной сигнал.
Для уменьшения уровня мощности входного сигнала, необходимого
для модуляции электронного потока, в ЛБВМ следует пропускать
электронный поток вблизи ЗС лучевого усилителя. Однако при этом
нельзя обеспечить эффективную передачу энергии высокочастотному
полю от промодулированного электронного потока.
Для получения высокого коэффициента усиления при сохранении
большого к. п. д. в ЛБВМ необходимо изменять высоту пространства
взаимодействия от входа к выходу усилителя. С этой целью при-
меняют усилители со ступенчатым изменением высоты пространства
взаимодействия (рис. 5.35). Входной каскад 1 усилителя предназначен
для модуляции электронного потока, выходной 2 — для отбора энер-
гии от «благоприятных» электронов. Такой усилитель отличается от
биматрона с разрывом ЗС тем, что входная секция замедляющей
системы ЗС-1 приближена к отрицательному электроду ОЭ на расстояние
bt, а выходная секция ЗС-2 расположена на расстоянии Ь2. Кроме того,
ЗС-1 и ЗС-2 изолированы по постоянному напряжению. Анодное
напряжение входного каскада уменьшают относительно U2 для обеспе-
чения одинаковой напряженности постоянного электрического поля
в пространствах взаимодействия обоих каскадов при работе прибо-
ра в однородном магнитном поле. Одинаковые значения Е и В соз-
дают необходимые условия влета электронного потока в оба
каскада.
Поскольку ЗС-1 приближена и к электронному потоку, сопротив-
ление связи на уровне влета электронов имеет большое значение,
благодаря чему уменьшается пороговый входной сигнал, при котором
возможна группировка электронов. Следует, однако, иметь в виду, что
чрезмерное уменьшение высоты пространства взаимодействия входного
каскада bj может привести к оседанию электронов на поверхности
ЗС-1 перед их влетом в выходной каскад. Если токооседание во
входном каскаде не происходит, то уменьшение высоты bj практически
не влияет на выходную мощность усилителя, а его к. п. д. согласно
157
(5.20) определяется отношением высот уровня влета и пространства
взаимодействия выходного каскада, т. е. г|э = 1 — увп/Ьг.
В двухкаскадной ЛБВМ такой конструкции высокий коэффициент
усиления обеспечивается входным каскадом, большой к. п. д. — выход-
ным, т. е. повышение коэффициента усиления не сопровождается
снижением к. п. д. Двухкаскадный усилитель со ступенчатым измене-
нием высоты пространства взаимодействия [13] дает выигрыш в коэффи-
циенте усиления более чем на 20 дБ по сравнению с ЛБВМ,
имеющей разрыв в ЗС.
глава 6. Усилители М-типа с катодами в
пространствах взаимодействия
§ 6Л. Приборы с разомкнутыми колебательными системами
и замкнутыми или разомкнутыми электронными потоками
В отлнчие от лучевых приборов М-типа с вынесенным из прост-
ранства взаимодействия катодом в настоящей главе рассмотрим
приборы с катодом в пространстве взаимодействия, т. е. с распре-
деленной эмиссией во всем пространстве взаимодействия. В отличие
от «классического» магнетрона в таких приборах резонаторная система
является разомкнутой и превращенной в ЗС, между входом и вы-
ходом которой распространяются прямые или обратные волны.
В рассматриваемых приборах электронный поток может быть зам-
кнутым (рис. 6.1, а, б) или разомкнутым (рис. 6.1, в, г). В приборах
с замкнутым потоком в цилиндрическом пространстве взаимодействия
непрерывно вращаются электронные «спицы». В этих приборах ЗС может
быть замкнутой [в магнетроне (рис. 6.1, а)] или разомкнутой [в плати-
нотроне (рис. 6.1, б)]. Электронный поток может быть разомкнут
полностью [в дематроне (рис. 6.1, в)] или частично [в усилителе
с пространством дрейфа (рис. 6.1, г)].
Приборы с полностью разомкнутым электронным потоком обычно
имеют линейную или квазилинейную конструкцию. Так, в схеме,
приведенной на рис. 6.1, в, электронная «втулка» не замкнута, про-
странство взаимодействия разомкнуто, а каждая электронная «спица»
(ЭС) только один раз обходит ЗС. Усилители прямой волны такого
типа получили название дематронов.
Приборы с частично разомкнутым электронным потоком имеют
цилиндрическую конструкцию, где катод окружен замкнутой электрон-
ной «втулкой», однако пространство взаимодействия здесь разомкнуто
(рис. 6.1, г). Между выходом и входом прибора расположено так
называемое пространство дрейфа (ПД), где электронные «спицы»
расформировываются вследствие отсутствия высокочастотного поля.
Таким образом, в приборах этого типа многократного взаимодействия
электронных «спиц» с высокочастотным полем ЗС не происходит,
поскольку пространство взаимодействия разомкнуто. Существует не-
сколько разновидностей платинотронов.
158
Рис. 6.1. Схемы приборов М-типа с катодами в пространствах взаимодейст-
вия (стрелки показывают направления движения электронных «спиц» ЭС)
Амплитроны — усилители обратной волны — и ультроны — усилители
прямой волны — соответствуют схеме рис. 6.1, б. Различие между
этими приборами состоит в том, что в амплитроне сигнал рас-
пространяется по ЗС в направлении, противоположном направлению
вращения электронных «спиц».
В амплитроне внешняя обратная связь по электронному потоку
практически отсутствует, так как «спицы» попадают с входа на
выход, не образуя внешнего контура обратной связи. Внутренняя
обратная связь, свойственная лампам обратной волны, устраняется,
когда амплитрон работает при значениях анодного тока ниже пуско-
вого значения, называемого иногда током срыва усиления. Ампли-
троны работают устойчивее ультронов в более широком диапазоне
частот и входных сигналов; они нашли наиболее широкое приме-
нение. Ультроны легко самовозбуждаются, поскольку на участке раз-
рыва ЗС «спица» переходит с выхода на вход усилителя, обеспе-
чивая сильную обратную связь по электронному потоку. Широкого
применения ультроны не получили.
Карматроны — генераторы обратной волны - отличаются от ампли-
тронов тем, что имеют на входе согласованную нагрузку СН
(рис. 6.2, а) и работают при более высоких значениях анодного тока.
Стабилотрон — это карматрон со стабилизирующим резонатором
СР на входе и рассогласователем Р на выходе (рис. 6.2, б). Пре-
имущество стабилотрона перед коаксиальным магнетроном обстоит
в том, что внешний резонатор СР легче сделать высокодоброт-
ным, защищенным от тепловых воздействий, удобно перестраиваемым
Рис. 6.2. Схемы карматрона (а) и стабилотрона (б)
159
и т. д. Для подбора оптимальной обратной связи, особенно при
перестройке резонатора, используют регулируемый рассогласователь
на выходе или фазосдвигатель (не показан на рисунке) на входе
стабилотрона.
Среди усилителей М-типа с пространством дрейфа также разли-
чают усилители обратной и прямой волны. Их называют соот-
ветственно амплитронами и ультронами (или дематронами) с прост-
ранством дрейфа. Амплитроны с пространством дрейфа в отличие от
обычных амплитронов имеют более широкую рабочую полосу частот,
но меньшие значения к. п. д., так как электронные «спицы», проходя
участок дрейфа, распадаются и заново формируются в пространстве
взаимодействия.
В усилителях с замкнутым и разомкнутым электронными пото-
ками нужно использовать ЗС с различными свойствами. Рассмотрим
требования, предъявляемые к дисперсионным характеристикам ЗС.
Значение фазового сдвига между колебаниями в соседних ячейках
цилиндрической ЗС запишем в виде
<р = фу,
где ф — угловой период ЗС (рис. 6.3, а); у = о>Д1ф — угловая фазовая
постоянная, определяемая отношением круговой частоты к угловой
фазовой скорости.
Для обеспечения многократного взаимодействия электронных «спиц»
с высокочастотным полем ЗС необходимо, чтобы «спицы», проходя
участок разрыва системы, в конце каждого оборота попадали в тор-
мозящую фазу электромагнитных колебаний. Это возможно только при
некоторых дискретных значениях <р, определяемых условием
(р = 2nn/N, (6.1)
где п = 1, 2, 3,... — целое число, соответствующее количеству про-
странственных периодов высокочастотного поля в замкнутом про-
странстве взаимодействия; N — количество ячеек ЗС.
В амплитроне ф = 2k/N, а значение у должно быть целочисленным,
так как из приведенных выражений для (р видно, что у = п. Сле-
довательно, ЗС усилителя с замкнутым пространством взаимодействия
Рис. 6.3. Схема амплитрона (а) и дисперсионные
характеристики ЗС (б)
460
должна обладать такой аномальной дисперсией, при которой
возможна слабая зависимость <р от со в широкой полосе частот
(кривая 1 на рис. 6.3, б). Соответствующую аномальную дисперсию
имеют ЗС с основной обратной волной, поэтому среди усилителей
с замкнутым пространством взаимодействия наибольшее развитие
получили амплитроны.
Ультроны применяют значительно реже еще и потому, что ЗС
на основной прямой волне имеют нормальную дисперсию и не
могут обеспечить широкополосного усиления в приборах с замкнутым
пространством взаимодействия.
Следует отметить, что для реализации широкой полосы частот
в приборах с аномальной дисперсией ЗС требуется при возрастании
частоты входного сигнала увеличивать анодное напряжение. Изменение
анодного напряжения необходимо для поддержания синхронизма элек-
тронных «спиц» с фазовой скоростью волны, распространяющейся
в ЗС, и должно соответствовать выбранному значению у.
Регулировка анодного напряжения амплитрона в рабочей полосе
частот может быть автоматической за счет использования источника
питания, стабилизированного по току, так как при постоянном анод-
ном токе анодное напряжение амплитрона изменяется пропорционально
частоте электромагнитных колебаний. Например, при питании им-
пульсного амплитрона от модулятора, стабилизированного по на-
пряжению, рабочая полоса частот не превышает 2 % от средней
частоты. Однако питание того же амплитрона от модулятора, ста-
билизированного по току, позволяет расширить полосу до 10 % и более.
В усилителях с разомкнутым пространством взаимодействия тре-
бования к ЗС и источникам питания снижаются. Поскольку отпада-
ет условие замкнутости (число у может быть любым) и фазовый
сдвиг не надо поддерживать постоянным в рабочей полосе частот,
можно использовать источник питания, стабилизированный по на-
пряжению. Для этого ЗС должна обладать слабой дисперсией
в широком дйапазоне частот (кривая 2 на рис. 6.3, б). Такую дис-
персию имеют ЗС с основной прямой волной, используемые в де-
матронах. Поэтому в дематронах рабочая полоса частот значительно
шире, чем в амплитронах.
Напомним, что в амплитронах с пространством дрейфа из-за
отсутствия полной замкнутости электронного потока рабочая полоса
частот шире, чем в обычных амплитронах. Так как на обратной
волне ЗС обладают аномальной дисперсией с большой крутизной
характеристики, то амплитроны с пространством дрейфа по ширине
рабочей полосы частот занимают промежуточное положение между
амплитронами и дематронами. Кроме того, в амплитронах с прост-
ранством дрейфа в отличие от дематронов с пространством дрей-
фа требуется подстройка анодного напряжения в рабочей полосе
частот.
Импульсные дематроны могут работать при неизменном анодном
напряжении в режиме безмодуляторного питания. В качестве источ-
ника питания в этом случае используют высоковольтный выпрямитель,
а запуск усилителя осуществляют импульсом входного сигнала.
6 Электронные приборы СВЧ
161
§ 6.2. Амплитроны
Амплитроны сравнительно просты конструктивно и наиболее близки
к многорезонаторным магнетронам. Принципиальное отличие от маг-
нетрона заключается в том, что резонаторная система заменяется
нерезонансной замедляющей системой. При создании амплитрона
резонаторную систему превращают в ЗС, как правило, путем раз-
рыва связок и образования из них двухпроводной линии, к которой
подключены ячейки замедляющей системы (рис., 6.3, и). Так как
в амплитроне электронный поток замкнут, то многократное взаимо-
действие электронных «спиц» с высокочастотным полем ЗС обеспе-
чивается при выполнении условия (6.1). Это выражение соответствует
условию замкнутости (4.11), однако в данном случае оно определя-
ется замкнутостью электронного потока, а не видами колебаний, ко-
торые не могут возбуждаться в согласованной ЗС.
Следует заметить, что на границе полосы пропускания замед-
ляющей системы, например при <р = л, в системе может возбуж-
даться стоячая волна л-вида колебаний. Этот вид колебаний, под-
держиваемый связками, в магнетроне является наиболее эффективным
и легко возбуждается.
Для того чтобы самовозбуждения амплитрона на л-виде колебаний
не происходило, количество ячеек ЗС выбирают нечетным, так как
из (6.1) следует, что (р = л возможно при п = N/2, которое не по-
лучится целочисленным при нечетном N. Это означает, что после
каждого оборота электронные «спицы» попадают в максимум ускоряю-
щей фазы высокочастотного поля и подавляют л-вид колебаний из-за
отрицательной обратной связи.
Итак, целочисленное значение у = п определяет положительную
обратную связь, которую необходимо обеспечить при замкнутом
электронном потоке, т. е. амплитрон — это усилитель с положитель-
ной обратной связью. Так как п соответствует количеству периодов
высокочастотных колебаний за время полного оборота электронной
«спицы», целочисленные значения у определяют центры зон усиления
амплитрона, которые можно выделить на дисперсионной характери-
стике ЗС. Как отмечалось ранее, в амплитронах используют в основ-
ном ламельные системы со связками. Так как связки подключены
к ламелям попеременно, то система со связками родственна встречно-
штыревой системе, в которой основной является обратная волна. Так,
из рис. 6.4 видно, что связки можно считать двухпроводной линией,
причем к одному проводнику подключены нечетные ламели, к другому —
четные. При этом фазовый сдвиг на одну ячейку системы вдоль
линии связок 9 отличается от фазового сдвига в пространстве взаимо-
действия (р так, что (р = л — 9.
Действительно, на л-виде колебаний в пространстве взаимодействия
(<р = л) связки подключены к ламелям с одинаковыми потенциалами
(рис. 6.4, а) и фазовый сдвиг вдоль линии связок отсутствует (9 = 0).
Это соответствует режиму отсечки, при котором Гф -» со, а Кзам = 0.
Таким образом, (р = л определяет длинноволновую границу полосы
пропускания ЗС, обозначенную на рис. 6.5 ХА1.
162
Рис. 6.4. К рассмотрению влияния линии связок на фазовый сдвиг в
пространстве взаимодействия:
а — Э = О, <р = я; б — Э = я, <р = О
Если длина волны уменьшается, то фазовая скорость волны,
распространяющейся вдоль линии связок, также уменьшается, а угол
9 возрастает. Это свидетельствует о том, что дисперсия волны нор-
мальная, а волна, распространяющаяся в линии передачи по связкам,
прямая.
Когда фазовый сдвиг 9 становится равным л, скорость волны
оказывается такой, что она проходит участок линии связок между
соседними ламелями за полпериода электромагнитных колебаний. При
этом в любой фиксированный момент времени соседние ламели
имеют одинаковые (синфазные) потенциалы и фазовый сдвиг на ячейку
системы в пространстве взаимодействия отсутствует, т. е. <р = 0 (см.
рис. 6.4, б). Таким образом, по мере увеличения угла 9 фазовый
сдвиг (р уменьшается, что свидетельствует о распространении вдоль
пространства взаимодействия обратной волны [см. ход кривой <р(/.)
на рис. 6.5].
Дисперсионная характеристика обратной волны, распространяющей-
ся в пространстве взаимодействия, представлена на рис. 6.6, а в виде
зависимости <р(/). Там же выделены зоны усиления амплитрона. Фа-
зовые сдвиги в центрах зон усиления определяются условием (6.1) при
целочисленном значении у = (N + 1)/2 — р, где р = 1, 2, 3,... — номер
зоны усиления.
Рис. 6.5. Дисперсионные характе-
ристики прямой волны 1 вдоль
линии связок и обратной волны
2 в пространстве взаимодействия
Рис. 6.6. Дисперсионная характеристика об-
ратной волны, распространяющейся в ам-
плитроне с выделенными зрнами усиления
(а), и условия, определяющие полосу усиления
в нем (б)
6*
163
Ширина полосы усиления определяется допустимым рассинхрониз-
мом между фазовой скоростью образной волны и скоростью электрон-
ных «спиц». Если после одного оборота «спица» попадает в тор-
мозящий полупериод вблизи его максимума, то в результате группи-
ровки она подтягивается к максимуму за время следующего оборота.
Если считать, что допустимым отклонением от максимума тормо-
зящего полупериода является угол л/3 (рис. 6.6, б), то полный фа-
зовый сдвиг за время оборота электронной спицы 7У<рлоп = 7^<рц ± л/3,
откуда с учетом зависимости (рц (р) получаем следующее выра-
жение для допустимого фазового сдвига в каждой зоне усиле-
ния:
_ n(N + 1 - 2р ± 1/3)
<Рдоп — »г
Итак, ширина рабочей полосы частот амплитрона определяется
участком допустимых изменений фазового сдвига в пределах зоны
усиления, т. е. Д<рдо1, = 2л/(ЗЛГ).
Значение Д<рдоп не зависит от номера зоны усиления, однако
ширина рабочей полосы частот амплитрона в значительной мере оп-
ределяется наклоном дисперсионной характеристики и поэтому зави-
сит от р. Поэтому при выборе рабочей зоны усиления амплитрона
руководствуются не только соображениями получения максимальной
ширины полосы пропускания, но принимают во внимание и другие
факторы, в том числе значение анодного напряжения, необходимого
для обеспечения синхронизма в амплитроне. Это значение обычно
выше, чем в магнетроне, работающем на л-виде колебаний, так
как л-вид является самым низковольтным. Можно показать, что
анодное напряжение амплитрона превышает магнетронное в л/<р раз, т. е.
U3 = л1/ал/<р.
Для уменьшения анодного напряжения в амплитроне стремятся
использовать в качестве рабочей одну из зон усиления, расположен-
ную вблизи л-вида колебаний. Однако первая зона имеет небольшую
ширину полосы пропускания (рис. 6.6, а), поэтому в качестве рабочей
зоны усиления, как правило, выбирают вторую зону (р = 2), которая
является достаточно широкополосной и для нее не требуется слишком
высоких значений анодного напряжения.
Поскольку первая зона обычно нерабочая, а электронный к. п. д.
в ней достаточно велик, то может произойти низковольтное само-
возбуждение амплитрона за пределами нижней границы зоны усиления
(рис. 6.7). Значения параметров амплитрона, кроме к. п. д., даны на
рисунке в относительных единицах (по отношению к номинальному
значению).
Зона рабочих значений анодного напряжения Ua и магнитной ин-
дукции В, которую будем называть рабочей зоной усиления амплитрона
по режиму электрического питания, со стороны высоких напряжений
ограничена предельным режимом, называемым режимом срыва усиления.
При этом амплитрон, как правило, самовозбуждается и его выходной
мощностью нельзя управлять с помощью входного сигнала. Ширина
164
Рис. 6.7. Рабочие зоны усиле-
ния (а) и рабочие характе-
ристики (6) амплитрона:
I — область низковольтного са-
мовозбуждения; II — область
срыва усиления
зоны усиления зависит от уровня вход-
ного сигнала. С увеличением входной
мощности границы зоны раздвигаются
(рис. 6.7, а).
Рабочие характеристики амплитрона
(рис. 6.7,6) измеряют при фиксирован-
ных значениях частоты и мощности
входного сигнала. Обычно они ограни-
чены режимом срыва усиления, которому
соответствуют предельные значения
напряжения и тока срыва (Ссрыва,
^срыва)'
Амплитроны, как правило, представ-
ляют собой насыщенные усилители и
имеют нелинейные амплитудные харак-
теристики (рис. 6.8, а), которые могут
быть объяснены с помощью баланса
активных мощностей согласованного по
входу усилителя (1.14), а также выраже-
ний для электронного к. п. д. т]э и к. п. д.
замедляющей системы т-|кои (см. § 1.1).
В результате коэффициент усиления
амплитрона можно представить в виде
Ку Лкон (1 4" П,Р0/Рвх) =
= Пкон(1 + Рэ/Р,х), (6.2)
где Рэ — мощность, отданная электрон-
ным потоком высокочастотному полю
ЗС.
В насыщенных усилителях электрон-
ный к. п. д. слабо зависит от входной
мощности и отношение Р,/Рвх умень-
шается с ростом Рвх, что приводит к
уменьшению Ку (рис. 6.8, а). При под-
держании входной мощности неизмен-
ной и увеличении анодного напряжения,
т. е. мощности питания Ро, коэффи-
циент усиления обычно увеличивается
Рис. 6.8. Амплитудные харак-
теристики амплитрона:
а - В = const, /= const; б-В =
= const, f = const, /а = const
165
л I—.—. । I —-г— Л 5 I '—r— T---- < > I 1 I
U0,9 0 95 1,0 1,05 f 0,95 1,0 1,050,6 0,8 1,0 1,2 Ia
a) 6) d)
Рис. 6.9. Частотные (a, 6) и вольт-амперные (в) характеристики
амплитрона:
а — /а = const; б — I3 = const, Двх = const; в — Рвх = const
согласно (6.2). Практически это наблюдается до тех пор, пока не насту-
пает режим срыва усиления.
В начальном участке амплитудные характеристики ограничены поро-
говым значением входной мощности Рвх.пор, которое для амплитрона
достаточно велико. При значении входной мощности ниже порогового
выходной сигнал усилителя не управляется входным.
Таким образом, максимальное значение коэффициента усиления
(дБ) Кутах = 101g (Рвых/Рвх пор) определяется минимальным значением
входной мощности, которое, в свою очередь, зависит от режима
электрического питания (рис. 6.8, а).
В большинстве случаев коэффициент усиления амплитрона повы-
шают за счет уменьшения порогового входного сигнала, т. е. умень-
шения паразитной генерации и собственных шумов усилителя. Однако
часто приходится идти на компромисс между значениями коэф-
фициента усиления, к. п. д., шириной рабочей полосы частот и об-
ластью рабочих анодных токов, которая сужается при уменьшении
уровня входного сигнала.
Одним из важнейших параметров усилителей является рабочая
полоса частот Д/ (рис. 6.9, а), определяемая заданным уровнем ко-
эффициента усиления или выходной мощности при неизменном вход-
ном сигнале. Из рис. 6.9, а видно, как влияет уровень входного
сигнала на широкополосность. амплитрона [эти характеристики соот-
ветствуют характеристикам синхронизированного генератора (см.
рис. 2.7)].
При фиксированном значении тока анодное напряжение возрастает
пропорционально частоте (рис. 6.9, б). Это свойственно усилителям
обратной волны и подтверждается тем, что вольт-амперная характе-
ристика амплитрона смещается в сторону более высоких анодных
напряжений с ростом частоты входного сигнала (рис. 6.9, в). Поэтому
в рабочей полосе частот амплитрона резко изменяется мощность,
потребляемая от источника питания Ро = IaUa, что приводит к изме-
нению выходной мощности и к. п. д. (рис. 6.9, б).
Еще одним важным параметром усилителя является фазовый сдвиг
выходного сигнала относительно входного. Фазовые характеристики
амплитрона (рис. 6.10) отличаются высокой стабильностью. На значение
166
фазового сдвига оказывает влияние
изменение электрического режима
работы, а также изменение уровня
входного сигнала. Первое опреде-
ляет параметр, названный элект-
ронным смещением фазы (ЭСФ),
под которым обычно понимают
изменение фазового сдвига при
изменении анодного тока на 1 %
от номинального значения. Второе
оценивается фазовыми уходами
при изменении мощности входного
сигнала на 1 дБ.
Рассмотрим устройство мощ-
ного амплитрона (рис. 6.11). В при-
боре использована ЗС бугельного
типа со связками вместо ламель-
ной системы. Она состоит из мед-
ных трубок 1, по которым под
большим давлением прогоняется
охлаждающая жидкость для отвода
рассеиваемой на аноде мощности.
Со стороны, обращенной к катоду,
на трубки напаяны прямоуголь-
ные медные накладки 2 для улуч-
шения структуры поля в простран-
стве взаимодействия. В средней
части бугельной системы располо-
жены два кольца связок 3, припаян-
ных через один бугель. Связки ра-
зомкнуты, и с каждого конца к ли-
нии связок подключены ввод 6 и
вывод 8 энергии. Амплитрон имеет
волноводные вход 5 и выход 9.
Входной и выходной волноводы
припаяны к корпусу анода 4 и от-
делены друг от друга поперечной
перегородкой 7. Прямоугольные
волноводы оканчиваются вакуум-
ными уплотнениями, роль которых
выполняют керамические окна, рас-
положенные в выводах энергии «ба-
ночной» конструкции (на рисунке
не показаны), в которых имеются
рубашки жидкостного охлаждения
керамических окон. В рассматри-
ваемой конструкции ввод и вывод
энергии одинаковы, поэтому каж-
дый из них может использоваться
Рис. 6.10. Фазовые характеристики
амплитрона
Рис. 6.11. Схема конструкции амплит-
рона
167
QKS 434 23 1 1 8 10 70 42,5 35
QKS 622 10 3 15 10 8 80 54 60
QKS 1224 10 Непрерывный 400 5 9 74 — —
режим
QKS 807 5,5 3 5 8,7 10 72 75 10
QKS 1243 3 0,5 0,5 5,3 13 50 37 26
и как вход, и как выход усилителя при соответствующем направ-
лении постоянного магнитного поля.
Типовые параметры амплитронов приведены в табл. 6.1. Амплитроны
обеспечивают высокий к. п. д. (до 90 % в дециметровом, до 80 %
в верхней части сантиметрового и > 50 % в нижней части санти-
метрового диапазонов длин волн) при сравнительно низких значениях
анодного напряжения, имеют небольшую массу, компактны, их отличает
наиболее высокое значение высокочастотной мощности, приходящейся
на единицу объема прибора.
Импульсные амплитроны могут обеспечить выходные мощности
в несколько сотен мегаватт. Изобретатель амплитрона В. Браун
(США) отмечал, что при интенсивном жидкостном охлаждении ЗС
амплитроны способны отдавать высокочастотную мощность более
9 кВт с каждого квадратного сантиметра поверхности пространства
взаимодействия, и утверждал, что возможно изготовление амплитрона
с выходной мощностью 8 МВт в непрерывном режиме на частоте
1000 МГц.
В сверхмощных амплитронах возникает проблема охлаждения не
только анодного блока, но и катода, который разогревается в ре-
зультате интенсивной обратной бомбардировки электронами. Охлажде-
ние катодного узла особенно необходимо при использовании вторично-
эмиссионного катода, работающего в определенном интервале темпе-
ратур. Следует, однако, заметить, что мощность, необходимая для
обеспечения работы системы охлаждения амплитрона, обычно сос-
тавляет не более 2 — 5% всей подводимой мощности.
Для увеличения коэффициента усиления и расширения рабочей
полосы частот могут быть использованы амплитроны с пространством
дрейфа, в котором электронные «спицы» разрушаются.
В табл. 6.2 приведены параметры амплитронов с пространством
дрейфа. Особый интерес представляют параметры амплитрона, ко-
торый отличается высоким коэффициентом усиления, достигающим
20 дБ.
168
Таб.пща 6.2. Параметры амплитронов с пространством дрейфа
Параметры
Тип прибора длина волны, см выход- ная мощ- ность, кВт полоса частот, о - О дБ анодное напряже- ние, кВ анодный ток, А К. п. д. о
QR 1606 9 1000 12 13 30 45 65
SFD 220 1,8 100 6 20 15 20 35
В этом амплитроне двухсантиметрового диапазона длин волн
при использовании встречно-штыревой ЗС, состоящей из 50 штырей,
пространство дрейфа обеспечивает развязку более 30 дБ.
Из сравнения параметров, представленных в табл. 6.1 и 6.2, видно,
что амплитроны с пространством дрейфа обладают более высокими
произведениями коэффициента усиления на ширину рабочей полосы
частот, но их к. п. д. несколько ниже, чем в обычных амплитронах.
В большинстве случаев амплитроны используют в оконечных кас-
кадах усилительных цепочек, обеспечивающих большую мощность
и высокий к. п. д. при небольшом коэффициенте усиления. Такие
цепочки используются в РЛС дальнего обнаружения. Амплитроны
применяют в установках промышленного нагрева, в ускорителях за-
ряженных частиц н других мощных электронных устройствах. Пред-
полагается использовать амплитроны в антенных решетках солнеч-
ных космических электростанций для преобразования и передачи сол-
нечной энергии на Землю.
§ 6.3. Дематроны и усилители прямой волны
с пространством дрейфа
Название дематрон (Dematron) является аббревиатурой Distributed
Emission Magnetron Amplifier. Так называется магнетронный усилитель
с распределенной эмиссией катода. Но это название не точное,
так как дематронами принято называть только усилители прямой
волны, у которых электронный поток полностью разомкнут. Для
этого в дематроне цилиндрической конструкции (рис. 6.12) использо-
ван коллектор, а катод лишь частично покрыт эмиттирующей по-
верхностью.
В отличие от амплитронов в дематронах в рабочей полосе частот
не требуется поддерживать неизменным фазовый сдвиг на ячейку ЗС.
В таких усилителях могут быть использованы ЗС с основной прямой
волной, обладающие слабой нормальной дисперсией. Поэтому де-
матроны могут работать в широкой полосе частот при неизменном
анодном напряжении.
Из-за отсутствия обратной связи по электронному потоку дематроны
менее склонны к самовозбуждению, чем амплитроны, и обладают
более высокими значениями коэффициента усиления. Однако отсут-
ствие положительной обратной связи (регенеративного эффекта) сни-
169
Рис. 6.12. Схема дематрона цилиндри-
ческой конструкции:
1 - ЗС; 2 — катод; 3 - коллектор; 4 - пог-
лотитель
жает скорость нарастания ампли-
туды бегущей волны вдоль ЗС, по-
этому ЗС, используемые в дематро-
нах, должны быть более протя-
женными и содержать большее
количество ячеек, чем ЗС в ам-
плитронах.
Кроме того, отсутствие много-
кратного взаимодействия в усили-
телях с разомкнутым электронным
потоком приводит к затрате до-
полнительной энергии на форми-
рование электронных «спиц», по-
этому дематроны имеют меньшие,
чем амплитроны, значения к. п. д.
Например, дематрон трехсантиметрового диапазона длин волн (рис. 6.12)
имеет к. п. д. около 40%, широкополосность не менее 15%, выход-
ную мощность 300—500 кВт в импульсе и максимальный коэффици-
ент усиления 18 дБ.
Особый интерес представляют дематроны с вторично-эмиссионны-
ми катодами. Использование таких катодов позволяет существенно
упростить источники питания усилителей при импульсной работе.
Дематрон может быть включен или отключен с помощью высоко-
частотного импульса входного сигнала. При этом отпадает необхо-
димость в импульсном модуляторе. Такой режим работы импульсного
усилителя называется режимом бвзмодуляторного питания.
Отметим, что известны и другие способы управления приборами
М-типа с катодами в пространстве взаимодействия. К ним относится
каскадирование усилителя таким образом, чтобы из входного каскада
в выходной инжектировался промодулированный электронный поток,
который запускает выходной каскад за счет вторично-эмиссионных
процессов. Примерами таких каскадных усилителей М-типа являются
бидематрон, запатентованный Дж. Хэллом в 1964 г. (США), и уси-
литель с «активной» магнетронной пушкой, предложенный И. В. Ле-
бедевым в 1966 г. (СССР).
Бидематроны, изображенные на рис. 6.13, представляют собой ком-
бинированные приборы, состоящие из биматрона во входном каскаде
и дематрона — в выходном.
Усилитель с «активной» пушкой (рис. 6.14) является усовершен-
ствованным вариантом двухкаскадного усилителя со ступенчатым
изменением высоты пространства взаимодействия. В нем воплощена
идея объединения магнетронной пушки с анодным блоком входного
каскада — цилиндрического усилителя, — согласно которой профиль про-
дольного сечения многорезонаторной системы входного каскада I
соответствует профилю анода магнетронной пушки. Электронная пушка
такой конструкции «стреляет» электронными сгустками ЭП-1, промо-
дулированными входным сигналом, вводимым в анодный блок пушки.
В бидематроне эту роль выполняет биматронная секция I.
170
В рассматриваемых приборах уровень влета электронов в вы-
ходной каскад не оказывает существенного влияния на к. п. д., так
как анодный ток прибора в основном определяется током выходного
каскада с обычным катодом К-2. Промодулированный электронный
поток входного каскада ЭП-1 возбуждает электромагнитные колеба-
ния в выходном каскаде II, которые обеспечивают группировку ос-
новного электронного потока ЭП-2 с частотой входного сигнала
и отбирают от него энергию по принципу взаимодействия магне-
тронных «спиц» пространственного заряда с высокочастотным полем.
В отсутствие входного сигнала анодный ток бидематрона невелик
и равен току биматрона. При подаче входного сигнала запускается
выходной дематронный каскад и анодный ток бидематрона резко воз-
растает, так как определяющим становится ток дематронной секции,
возникающий при наличии СВЧ-колебаний. Это обеспечивает увели-
чение выходной мощности и коэффициента усиления бидематрона.
В усилителе с «активной» магнетронной пушкой К-1 и катодом
К-2 в выходном каскаде (рис. 6.14) ступенчатое изменение расстояния
катод — анод можно выполнить путем уменьшения диаметра катода
выходного каскада при одинаковых диаметрах анодов обоих каскадов.
В этом случае анодные блоки с вводом и выводом энергии нахо-
дятся под нулевым потенциалом, а на катод выходного каскада
К-2 подается более отрицательный потенциал, чем на катод «ак-
тивной» пушки К-1. Усилитель с активной пушкой обеспечивает бо-
171
Таблица 6.3. Параметры усилителей прямой волны с пространством дрейфа
SFD 238 10 125 1 12 13 42 15 20 Спиральная
L 5111 5 1000 5 10- 15 13- 15 37 30 90 Меандр
SFD 229 3 400 2 6.5 15 40 32 30 Лестничная
лее высокий к. п. д. и выходную мощность, чем двухкаскадный уси-
литель без электронной «подпитки» в выходном каскаде (см. § 5.3).
Однако до настоящего времени каскадные усилители М-типа,
включая бидематроны и усилители со ступенчатым изменением, вы-
соты пространства взаимодействия, не находят широкого применения.
По-видимому, это объясняется сложностью их конструкции и дорого-
визной производства.
Более простыми, удобными и надежными являются однокаскадные
усилители прямой волны М-типа с пространством дрейфа (табл. 6.3).
Основной их особенностью является то, что при наличии замкнутой
электронной «втулки» ЭВ промодулированный электронный поток
и пространство взаимодействия разомкнуты (рис. 6.15). На участке
дрейфа ПД, размыкающем пространство взаимодействия, отсутствуют
высокочастотные колебания и электронные «спицы» ЭС расформиро-
вываются. Из-за отсутствия многократного взаимодействия в таких
Рис. 6.14. Схема конструк-
ции двухкаскадного усилите-
ля с «активной» магнетрон-
ной пушкой и катодом в про-
странстве взаимодействия
выходного каскада
Рис. 6.15. Схема усилителя М-
типа с пространством дрейфа
172
Рис. 6.16. Характеристики
усилителя М-типа с прост-
ранством дрейфа:
а — Рт — const; б — С'а = const,
Рвх = const
М 0,6 08 10 121 0,9 о'з5 1,0 105 /
а) #
усилителях можно использовать ЗС с нормальной дисперсией на
прямой волне. Это обеспечивает широкую рабочую полосу частот
при постоянном анодном напряжении.
Типичные характеристики, описывающие влияние частоты входного
сигнала на параметры усилителя с пространством дрейфа, представ-
лены на рис. 6.16 (значения параметров даны в относительных еди-
ницах). Из рисунка видно, что вольт-амперная характеристика при
изменении частоты входного сигнала практически не смещается
(рис. 6.16, а), поэтому широкую полосу рабочих частот можно обес-
печить при использовании любого источника анодного питания, ста-
билизированного по напряжению или по току. Так как в рабочей
полосе частот анодное напряжение и ток изменяются мало, зави-
симости к. п. д., выходной мощности и коэффициента усиления от
частоты (рис. 6.16, б) имеют более равномерный характер, чем для
амплитрона.
В качестве ЗС в усилителях прямой волны М-типа в основном
используют стержневые системы лестничного и спирального типа
с каналами для жидкостного охлаждения. Системы спирального типа
обладают более пологими дисперсионными характеристиками. Обычно
спирали имеют витки прямоугольной формы и могут закрепляться
на четвертьволновых дроссельных поддержках, в которых также раз-
мещаются каналы для жидкостного охлаждения. Наиболее распро-
странены меандровые системы, для крепления которых также ис-
пользуют дроссельные поддержки (рис. 6.17). Применяют также систе-
му типа бугельного меандра.
Рис. 6.17. Охлаждаемые ЗС типа прямого («) и бугельного
(<5) меандров с дроссельными поддержками:
1 — бугель; 2 — перемычка; 3 — экран
173
Типичная дисперсионная характеристика меандровой системы с дрос-
сельными поддержками показана на рис. 6.18. В качестве среднего
угла фазового сдвига на ячейку ЗС, соответствующего центру рабо-
чей полосы частот, обычно выбирают <р = О,75л. При этом анодное
напряжение усилителя на х/з превышает напряжение магнетрона, ра-
ботающего на л-виде колебаний. Выбор анодного напряжения усили-
теля прямой волны не зависит от номера зоны усилителя.
Из табл. 6.1 —6.3 видно, что усилители прямой волны с простран-
ством дрейфа отличаются от амплитронов и усилителей обратной
волны с пространством дрейфа несколько более широкой полосой
частот и повышенными значениями коэффициентов усиления, однако
уступают последним по значению к. п. д.
Компактность, относительно невысокие значения анодного напря-
жения, небольшая масса, возможность использовать долговечные вто-
рично-эмиссионные катоды, а также получать большие выходные
мощности и к. п. д. при сохранении достаточно высоких значений
коэффициентов усиления в сравнительно широкой полосе частот —
все эти факторы привлекают разработчиков радиосистем, в которых
могут быть использованы усилители М-типа с катодом в пространстве
взаимодействия.
Наиболее часто применяют импульсные усилители с пространством
дрейфа в режиме безмодуляторного питания, так как в этом случае
вместо громоздкого импульсного модулятора, рассчитанного на боль-
шую импульсную мощность, может быть использован сравнительно
простой и малогабаритный высоковольтный выпрямитель. Импульсный
режим работы при безмодуляторном питании обеспечивается высо-
кочастотным импульсом входного сигнала, запускающего усилитель.
Это возможно благодаря вторичной эмиссии, возникающей в резуль-
тате обратной бомбардировки катода электронами, оказавшимися
в ускоряющей фазе азимутальной компоненты высокочастотного элек-
трического поля (см. § 4.1). Вторичная эмиссия развивается под дей-
ствием импульса входного сигнала. После его окончания анодный
ток усилителя прекращается, обеспечивая автоматическое отключение
прибора от источника питания постоянного тока.
Рис. 6.18. Дисперсионная ха-
рактеристика меандровой си-
стемы с дроссельными под-
держками
Рис. 6.19. Схема устройства
усилителя с электродом га-
сящего импульса
174
Такая автомодуляция возможна лишь в дематроне линейной или
квазилинейной конструкции, где электронный поток полностью ра-
зомкнут. В усилителях М-типа с пространством дрейфа отключение
прибора после окончания импульса входного сигнала затруднено.
Хотя электронные «спицы» в отсутствие СВЧ-колебаний на участке
дрейфа расформировываются, однако электроны сохраняют азимуталь-
ные скорости и проходят пространство дрейфа, не оседая на аноде.
Таким образом, из участка дрейфа на вход усилителя поступает ин-
тенсивный электронный поток, который вновь модулируется в про-
странстве взаимодействия и способен поддержать колебания в от-
сутствие входного сигнала. Поэтому после окончания импульса вход-
ного сигнала усилитель может перейти в режим непрерывной гене-
рации и выйти из строя, если катод и анод рассчитаны только
на импульсный режим работы.
Для исключения немодулированного потока электронов, поступа-
ющих из участка дрейфа, в конструкцию усилителя обычно запод-
лицо с катодом вводят дополнительный управляющий электрод ЭГИ
(рис. 6.19), на который после окончания импульса входного сигнала
подается короткий положительный (гасящий) импульс. При этом элек-
троны, поступающие в пространство дрейфа, вытягиваются на управ-
ляющий электрод.
Схема питания усилителя с использованием гасящего импульса
показана на рис. 6.20, а. В схеме кроме накопительного Сх и раз-
делительного С2 конденсаторов используется резистор с сопротивле-
нием R, включенный между катодом К и управляющим электродом
ЭГИ. Этот резистор обеспечивает одинаковый потенциал на катоде
и управляющем электроде во время протекания анодного тока и
в отсутствие гасящего импульса. Для выключения усилителя на уп-
равляющий электрод подают гасящий импульс напряжения (рис. 6.20, <5),
амплитуда которого обычно в 3 — 4 раза ниже амплитуды анодного
напряжения. К форме гасящего импульса не предъявляется строгих
требований, что позволяет использовать несложный маломощный
модулятор, обеспечивающий эффективное отключение усилителя. Од-
Рис. 6.20. Схема питания усилителя с вторично-эмиссионным катодом
и электродом гасящего импульса (<?), а также формы импульсов (6):
/, 2 - импульсы выходного и входного сигналов; 3 - гасящий импульс
S} f
175
нако для быстрого отключения и минимального потребления мощ-
ности желательна большая крутизна фронта гасящего импульса при
малой его длительности, исчисляемой десятыми долями микросе-
кунды.
Так как усилители М-типа с пространством дрейфа имеют более
высокий к. п. д., чем приборы с коллектором, то в настоящее время
ведутся исследования возможностей упрощения схем отключения им-
пульсных усилителей, работающих в режиме безмодуляторного пи-
тания.
Глава 7. Гироприборы
§ 7.1. Гиротроны
Под гироприборами будем понимать вакуумные приборы СВЧ
с вращающимися электронными лучами. К ним, в частности, отнесем
гиротроны и гироконы.
Гиротроны и гироконы можно считать релятивистскими приборами
СВЧ. Хотя в гиротронах не используются напряжения выше 100 кВ,
однако их принцип действия основан на релятивистских эффектах.
Гироприборы в отличие от ранее рассмотренных вакуумных приборов
СВЧ нельзя классифицировать как приборы О — или М — типа.
Заметим, что и между собой гиротроны и гироконы близки только
по названию.
Особенности гиротронов. Первые работы по созданию гиротронов
были выполнены в конце 60-х годов советскими учеными под руко-
водством академика А. В. Гапонова. Разработанный прибор был наз-
ван мазером на циклотронном резонансе (МЦР), чем его создатели
подчеркивали, что он родствен приборам, в которых использовано
индуцированное излучение квантовых переходов, отмечая при этом,
что МЦР занимают промежуточное положение между обычными
вакуумными приборами СВЧ и квантовыми приборами, заимствуя
у первых принцип работы на потоке свободных электронов, а у вто-
рых — принцип индуцированного излучения возбужденными осцилля-
торами. В силу такого промежуточного положения МЦР являются
приборами, работающими в миллиметровом и субмиллиметровом
диапазонах длин волн (рис. 7.1), где квантовые приборы и обычные
вакуумные приборы не способны генерировать большие мощности
с высоким к. п. д.
В ранее рассмотренных вакуумных приборах использовались резо-
наторные или замедляющие системы довольно сложной конструкции,
размеры которых при увеличении частоты должны уменьшаться. Так-
как пространственный период ЗС, например, должен быть в несколько
раз меньше замедленной длины волны, т. е. во много раз меньше
длины волны электромагнитных колебаний, то становится ясно, что
размеры обычных ЗС в миллиметровом и субмиллиметровом диапа-
зонах волн должны быть настолько малыми, что ЗС не смогут
рассеивать значительные мощности: они перегреются и разрушатся.
176
Рис. 7.1. Диаграмма энергетиче-
ских возможностей приборов
различных классов:
I — квантовые приборы; II — гиро-
троны; III — обычные вакуумные
приборы СВЧ
Поэтому возникла идея отказаться от сложных замедляющих
и резонаторных систем, а использовать обычные линии передачи типа
волноводов с большими размерами поперечного сечения, т. е. обеспе-
чить взаимодействие электронов с незамедленными волнами. При этом,
конечно, невозможно получить такой синхронизм, чтобы электроны
длительное время взаимодействовали с одной и той же фазой бегу-
щей волны (как в ЛБВ). Однако известно, что в ЛОВ электронные
сгустки, движущиеся навстречу волне, взаимодействуют с тормозя-
щими фазами различных периодов этой волны, то же самое имеет
место в ЛБВ, работающей на пространственной гармонике.
До сих пор рассматривались пространственные гармоники в пери-
одических структурах для того, чтобы представить взаимодействие
медленных электронов с более быстрыми основными волнами. Таким
же образом представим взаимодействие электронов, совершающих
периодические (колебательные) движения, с быстрыми волнами.
В гиротронах электроны совершают колебательное движение за
счет вращения по спиральным траекториям (рис. 7.2). Чтобы получить
спиральный поток электронов, необходимо инжектировать их под уг-
лом к направлению постоянного магнитного поля так, чтобы эле-
ктроны имели поперечную i\ и продольную v. составляющие ско-
рости (рис. 7.2, а). Электроны, обладающие поперечной скоростью,
закручиваются вокруг силовых линий магнитного поля с угловой
скоростью, соответствующей циклотронной частоте соц = vJR = еВ/т,
где R — радиус электронной орбиты. Шаг спиральной траектории
L3 = vzTu определяется продольной составляющей скорости и соот-
Рис. 7.2. К объяснению принципа действия гиротрона
177
ветствует продольному смещению электронов за циклотронный пе-
риод Тп = 2л/<ю;1.
Рассмотрим возможность обеспечения фазового синхронизма между
электронами и волной типа Н10 в прямоугольном волноводе. До-
пустим, что спиральная траектория электрона смещена относительно
оси волновода так, что точка А находится в максимуме напря-
женности электрического поля Е, а диаметрально противоположная
точка Б расположена возле стенки волновода, где электрическое поле
практически отсутствует (рис. 7.2, б). Если в волновод ввести один
электрон (или сгусток электронов), то будет наводиться электромагнит-
ная волна, тормозящая электрон (или сгусток) (рис. 7.2, в). Для под-
держания этой волны электрон (или сгусток электронов) должен
взаимодействовать с ее тормозящей фазой после каждого оборота
по спиральной траектории. При этом бегущая волна может оказаться
как попутной, так и встречной (рис. 7.2, г), поскольку ее направление
пока еще ничем не обусловлено.
Так как фазовая скорость волны в волноводе намного больше
продольной скорости электрона, то за время оборота электрона фаза
волны проходит большое расстояние LB = v$Ta. Поэтому после каждого
оборота электроны взаимодействуют с волной, находящейся в разных
фазах, т. е. в тот момент, когда фаза волны отстает от «убежав-
шей» на целое число волноводных длин волн рХв, где р = 1, 2, 3, ....
Если принять р = 1 и считать, что в начальный момент времени
электрон, находящийся в точке Ait взаимодействует с тормозящим
электрическим полем то за один оборот электрон сместится
из точки А; в точку А2 на шаг спирали L3. При попутном дви-
жении волны и электрона его «догоняет» вектор Еп, который за это
время смещается в точку А2 на расстояние L„, = + L3. При
встречном движении в эту точку, т. е. в место расположения век-
тора Е:, смещается вектор Ев, «прошедший» расстояние Lb2 — Хв — L3
(рис. 7.2, г). Таким образом, условие синхронизма электрона с вол-
ной (попутной или встречной) заключается в следующем: расстояние,
на которое перемещается фаза волны за время полного оборота
электрона, должно быть равно целому числу волноводных длин волн,
из которого следует вычесть или добавить к нему расстояние, соответ-
ствующее шагу спиральной траектории электрона. Получаем, что
ь’фТ’ц = рХв ± г2Тц.
(7.1)
Знак плюс в (7.1) относится к попутной волне [в этом случае
синхронизм определяется условием (t\t, — щ) Ти = рХ„], знак минус соот-
ветствует условию сложения скоростей при встречном движении элек-
трона И ВОЛНЫ, ДЛЯ КОТОРОГО (1>ф + г2) Тц = рХп.
Так как = 2nify/(D и Хв/Тц = ГфОЭц/оэ, то из (7.1) получаем вы-
ражение для синхронной частоты
сос реЭц/( 1 +
\ ' +,
(7.2)
178
где верхний знак в знаменателе относится к попутной волне, ниж-
ний — к встречной, а так как vz Гф, то приближенно можно считать,
что сос % риц, где р — целое число, определяющее номер взаимодей-
ствующей гармоники. Заметим, что наиболее эффективное взаимодей-
ствие возможно при р = 1, т. е. на фундаментальной частоте, когда
сос л соц. С увеличением номера гармоники число актов взаимодействия
уменьшается.
Из выражения (7.2) следует, что в гиротроне нужно рассматри-
вать не фазовый, а частотный синхронизм. Фазовая скорость волны
стремится к бесконечно большому значению для критической длины
волны, но в гиротроне не это существенно. Необходимо, чтобы
колебания электронов соответствовали электромагнитным колебаниям,
т. е. чтобы высокочастотное поле изменялось с частотой сов., = озс,
почти совпадающей или превышающей в целое число раз цикло-
тронную частоту соц.
Таким образом, условие синхронизма в гиротроне (вследствие по-
перечного взаимодействия) тождественно циклотронному резонансу на
фундаментальной частоте или на ее гармонике. Выражение (7.2), оп-
ределяющее циклотронную резонансную частоту, можно считать
.фазовым условием самовозбуждения гиротрона (или генератора типа
МЦР). Однако это условие применимо только для взаимодействия
с бегущей волной одиночного электрона или отдельного сгустка
электронов. Когда электроны инжектируются в волновод непрерыв-
ным потоком, то с одинаковой вероятностью они попадают в тор-
мозящие и ускоряющие полупериоды электромагнитного поля волны
Н10 и общий эффект энергообмена оказывается нулевым. Необходимо,
чтобы высокочастотное поле, которому электроны передают энергию,
группировало их в сгустки с такой периодичностью, чтобы они
все взаимодействовали только с тормозящими фазами бегущей
волны.
Образование электронных сгустков. Рассмотрим группировку элек-
тронов в гиротроне. Заметим, что не обязательно вводить спираль-
ный электронный поток в волновод таким образом, чтобы интенсивность
электрического поля в точках А и Б (рис. 7.2, б) была различной. Пусть
спиральный поток электронов попадает в волновод на участке с од-
нородным поперечным электрическим полем. Это возможно, если
вводить электронный поток ЭП в центральную часть прямоугольного
волновода с волной Н10 или в круглый волновод с волной Н01
(рис. 7.3, а, б). Траектории электронов в обоих случаях параллельны
электрическим силовым линиям через каждые пол-оборота потока,
т. е. через половину циклотронного периода.
Механизм образования электронных сгустков в гиротроне можно
объяснить с учетом релятивистского эффекта, т. е. с учетом того,
что при движении электрона его масса
отлична от массы покоя т0, где v = ]/v? + vl.
179
Рис. 7.3. Спиральные электрон-
ные потоки в прямоугольном
с волной Н1о (л) и круглом
с волной Hot (б) волноводах
Циклотронная частота в этом случае определяется выражением
(7.3)
Из (7.3) следует, что при модуляции электронов по скорости
происходит их модуляция по циклотронной частоте, т. е. по угловой
скорости вращения. При этом изменяется также радиус циклотронной
орбиты, так как R = 1\/соц. Итак, при увеличении линейной скорости
электрона угловая скорость вращения уменьшается, а радиус орбиты
увеличивается.
Релятивистскую поправку в электронных приборах СВЧ обычно
учитывают при скорости электронов, определяемой напряжением более
100 кВ. В гиротронах для рассмотрения принципа группировки элек-
тронов эту поправку следует учитывать и при меньшей скорости,
так как электроны совершают много оборотов и малое изменение
циклотронной частоты может заметно сказаться на их положении
(уже после десятка оборотов).
Выделим (рис. 7.4, а) восемь электронов, каждый из которых,
допустим, обладает энергией 50 кэВ (соответствует ускоряющему
напряжению 50 кВ), последовательно влетающих в высокочастотное
поле волновода (в пространство взаимодействия). Электроны равно-
мерно расположены на спиральной траектории в пределах одного
циклотронного периода. Можно считать, что все выделенные электро-
ны в фиксированный момент времени находятся в поле с одной
и той же напряженностью £ = _£;= Е2. Это допустимо потому, что
шаг спиральной траектории значительно меньше длины волны в вол-
новоде (L, «с Хв), особенно при работе гиротрона на волне, близкой
к критической длине волны волновода. Под действием СВЧ-поля
в волноводе происходит модуляция угловой скорости электронов
Юц = Гоцо ± Лиц, где (Оцо — циклотронная частота немодулированного
электрона. В условиях циклотронного резонанса, когда круговая ча-
стота электромагнитных колебаний равна циклотронной (т„,, = т|[0),
после п оборотов положение электронов изменится (рис. 7.4, б). Для
определенности будем считать, что при максимальном ускорении эле-
ктрон переходит на орбиту, соответствующую энергии 60 кэВ, а при
торможении — на орбиту, радиус которой определяется энергией 40 кэВ.
Пусть под действием магнитного поля В, направленного от чи-
тателя, электроны вращаются по часовой стрелке. При этом эле-
ктроны 8, 1, 2 ускоряются высокочастотным электрическим полем,
180
Рис. 7.4. К объяснению группировки электронов (Et = Е2 — Е)’.
а - исходное состояние; б - через 10 оборотов при ов ч = соцо; в — через
10 оборотов при со8 ч > оц0
а электроны 4, 5 и 6 тормозятся им. Электроны 3 и 7 не модули-
руются, так как направление их скоростей перпендикулярно напря-
женности электрического поля. Через четверть периода эти электроны
попадут в нулевое высокочастотное поле, т. е. они продолжат вра-
щение с угловой скоростью ojuo, оставаясь на прежней орбите.
Ускоренные электроны 8, 1 и 2 постепенно переходят на орбиты
большего радиуса, их угловая скорость вращения уменьшается и они
отстают от электрона 3, приближаясь к электрону 7. Наибольшую
энергию получает электрон 1, который переходит на орбиту, соот-
ветствующую 60 кэВ, и максимально отстает от исходного положения.
Электроны 8 и 2 ускоряются меньше и попадают на промежуточную
орбиту (между 50 и 60 кэВ).
Замедленные электроны 4,5 и 6 переходят на орбиты меньшего
радиуса, их угловая скорость увеличивается, и они догоняют электрон
7. Электрон 5 попадает на внутреннюю орбиту, соответствующую
40 кэВ, и максимально смещается от начального положения. Элек-
троны 4 и 6 переходят на промежуточную орбиту (между 50 и
40 кэВ).
Таким образом, ускоренные и замедленные электроны группируют-
ся вокруг электрона 7 (рис. 7.4, б). Только электрон 3 не участвует
в группировке и оказывается сдвинутым от центра электронного
сгустка на полпериода.
Электронный сгусток наводит в волноводе бегущую волну, когда
он находится в положении, соответствующем рис. 7.4, в, т. е. в тор-
мозящей фазе волны, которая его промодулировала. Поэтому для
обеспечения эффективного взаимодействия угловая скорость вращения
электронных сгустков должна быть немного меньше угловой скорости
высокочастотного поля, для чего необходимо несколько уменьшить
циклотронную частоту по сравнению с частотой электромагнитных
колебаний.
Аналогичное явление имело место в ЛБВО (см. § 2.2). Однако
если в ЛБВО скорость электронных сгустков определялась ускоряю-
щим напряжением, то в гиротроне необходимая угловая скорость
вращения сгустков обеспечивается за счет выбора значения магнитной
индукции. В оптимальном режиме работы гиротрона электронные
сгустки постепенно отстают от высокочастотного поля, с которым они
181
взаимодействуют, и смещаются против часовой стрелки в системе
координат, вращающейся с угловой скоростью иа ч (рис. 7.4, в).
Проанализируем качественно рассмотренный механизм взаимодей-
ствия применительно к случаю, изображенному на рис. 7.2, когда
ось спирального электронного потока смещена относительно оси
прямоугольного волновода к боковой стенке. Очевидно, что при
неравномерном электрическом поле, т. е. при Е2 » Ех (рис. 7.4, а),
электроны 8,1 и 2, находящиеся в слабом поле, не группируются
в электронный сгусток; он формируется только электронами 4,5 и 6,
догоняющими электрон 7. Расположение электронов в сгустке соот-
ветствует их положению в правой полуокружности рис. 7.4, б. При
этом электрон 7 не является центром сгустка.
Электронный сгусток оказывается целиком в тормозящей фазе,
однако взаимодействие в условиях неравномерного поля является ме-
нее эффективным, так как электроны 8,1 и 2, находящиеся в слабом
ускоряющем поле, не используются.
Представляет интерес группировка электронов в круглом волно-
воде с азимутально-симметричной волной типа Н01, которая осо-
бенно удобна для использования в миллиметровом диапазоне длин
волн вследствие малых потерь в стенках волновода. Как показано
на рис. 7.3, б, в этом случае может быть использовано много
электронных потоков, равномерно расположенных по азимуту. Все
электронные потоки, находящиеся в одном магнитном поле, враща-
ются в одну и ту же сторону, а электрические силовые линии
в диаметрально противоположных участках направлены по-разному.
Выделим два электронных потока, центры которых расположены
на одном диаметре круглого волновода (рис. 7.5). Допустим, что
оба потока вращаются по часовой стрелке (этот случай может иметь
место в прямоугольном волноводе с волной Н2о или при взаимо-
действии многолучевых потоков с высшими типами волн в прямо-
угольном и круглом волноводах). В потоке I электроны группиру-
ются вокруг электрона 3, а в потоке II вокруг электрона 7 (сгруп-
пированные электроны обозначены цифрами со штрихами), если ази-
мутально-симметричное электрическое поле направлено по часовой
стрелке (рис. 7.5, а). При противоположном направлении высокочастот-
ного поля (что имеет место через полпериода) электронные сгустки
смещаются в диаметрально противоположные участки электронных
потоков (рис. 7.5, б).
В условиях небольшого уменьшения средней циклотронной частоты
по отношению к частоте электромагнитных колебаний (®,,0 < оэв ч)
электронные сгустки постепенно смещаются против часовой стрелки
во вращающейся системе координат и оказываются в положениях,
показанных на рис. 7.5, в, г. При этом в случае, изображенном на
рис. 7.5, в, который соответствует ориентации поля, представленной
на рис. 7.5, а, электронные сгустки смещаются к периферии круглого
волновода. При другой ориентации поля (рис. 7.5, б, г) сгустки сме-
щаются к центру волновода. В обоих случаях высокочастотное поле
является тормозящим для электронов, вращающихся по часовой
стрелке.
182
Очевидно, что так как электронные сгустки движутся по спираль-
ным траекториям, то, чтобы сгустки оказывались вблизи максимума
напряженности электрического поля, радиусы электронных орбит долж-
ны быть малыми. Для этого нужно увеличивать магнитную индукцию
или уменьшать поперечную составляющую скорости электронов.
Рассмотренный механизм электронных взаимодействий свидетель-
ствует о том, что в гиротроне образуется самосогласованное поле,
которое для волны типа Нт„ в прямоугольном волноводе или Н,„
в круглом позволяет группировать электроны в сгустки и отбирать
от них энергию. При взаимодействии электронов с попутной волной
гиротрон близок к усилительной ЛБВ. При встречном взаимодействии
электронов и волны имеет место внутренняя обратная связь, подоб-
ная существующей в ЛОВ, и гиротрон легко самовозбуждается.
Итак, электронные процессы и механизм взаимодействия с высо-
кочастотным полем в гиротроне гораздо ближе к ЛБВ и ЛОВ,
чем к лазерам и мазерам.
Преимуществом гиротронов перед ЛБВ и ЛОВ является возмож-
ность использовать в них отрезки волноводов вместо периодических
ЗС, причем волноводы, используемые в гиротронах, не обязательно
согласовывать на входе и выходе. С успехом могут быть использо-
ваны такие резонансные отрезки волноводов, в которых обеспечива-
ется взаимодействие электронов со стоячей волной.
Большим недостатком гиротронов является то, что они работают
в сильных магнитных полях. Для определения требуемой магнитной
индукции воспользуемся приближенным выражением сос« ра>ц0, из ко-
торого получим частоту наиболее эффективного (синхронного) вза-
имодействия в гиротроне
/с % реВ/(1пт). (1А)
При р = 1 с учетом значений постоянных коэффициентов, входящих
в (7.4), получаем /[ГГц] = 28 В[Тл].
183
Из приведенного выражения видно, что при работе на основной
гармонике циклотронной частоты (р = 1) для генерации или усиления
волны длиной 1 мм необходима индукция около 10 Тл. Постоян-
ные магниты не обеспечивают такого поля в достаточно протя-
женном магнитном зазоре, а в соленоиде это возможно лишь при
очень большом токе, который можно получить в катушке из сверх-
проводящего материала, например ниобия, при охлаждении до темпе-
ратуры жидкого гелия.
Таким образом, гиротроны субмиллиметрового диапазона волн
должны работать в криостате или на высших гармониках циклотрон-
ной частоты.
Разновидности гиротронов и их параметры. Современные гиротроны
имеют несколько разновидностей, среди которых основными являются
гиромонотрон, гироклистрон и гиро-ЛБВ.
Гиромонотрон — генератор с одним резонатором (рис. 7.6, а). Как
правило, используют резонатор 4 на основе отрезка круглого вол-
новода. Резонатор открытый, с некоторыми сужениями на концах
для обеспечения отражений. Инжектором электронов служит магне-
тронная пушка 2 с кольцевым эмиттером в коническом катоде 1.
Пушка формирует трубчатые электронные потоки со спиральными
траекториями электронов 7, закрученными вокруг магнитных силовых
линий 8. Вывод энергии 5 обычно объединяют с коллектором и вы-
полняют тоже в виде круглого волновода 6, в котором распро-
страняется волна Н01 или высшего типа для обеспечения большой
выходной мощности. Резонатор 4 возбуждается на виде колебаний
Н01р или виде колебаний с несколькими вариациями поля в азиму-
тальном и радиальном направ-
лениях. Параметры гиромоно-
тронов приведены в табл. 7.1.
Гиромонотрон, разработан-
ный в США (первый в табл. 7.1),
содержит цилиндрический резо-
натор с видом колебаний H02i-
Резонатор имеет длину, равную
5Х, собственную добротность
5000, нагруженную доброт-
ность ~ 400. При работе гиро-
монотрона на рассогласован-
ную нагрузку с КСВ = 1,5 вы-
ходная мощность снижается на
10%, при КСВ = 2-на 30%.
Рис. 7.6. Схемы устройства гнро-
монотрона (а), гнроклнстрона (о)
и гиро-ЛБВ (в):
1 — катод; 2 — анод пушки; 3 - соле-
ноид; 4 — резонатор; 5 — вывод энергии
и коллектор; 6 — круглый волновод;
7 — электронные потоки; 8 — магнитные
силовые линии
184
Более высокую мощность можно получить при работе на высших видах
колебаний. Так, гиромонотрон, работающий на колебаниях вида Н041,
генерирует мощность 350 кВт в импульсе при к. п. д. 40 % на частоте
35 ГГц. При магнитной индукции 1,35 Тл он обеспечивает ток 12 А
с плотностью тока на катоде 7,5 А/см2.
Отметим, что, по прогнозам специалистов, мегаваттный уровень
мощности можно обеспечить в непрерывном режиме на частоте
10 ГГц, а в импульсном - при 100 ГГц. Разрабатывают гиротроны на
частоту 60-80 ГГц мощностью до 1 МВт в квазинепрерывном
режиме с к. п. д. не менее 50 % при напряжении 60 кВ и токе 33 А,
а также приборы с к. п. д. более 65 %.
Гироклистрон — усилитель СВЧ-колебаний (рис. 7.6, б) — имеет два
резонатора 4 — входной и выходной, в которых могут быть использо-
ваны различные виды колебаний.
Так, в импульсном гироклистроне (табл. 7.2) входной резонатор
имеет длину 1,5Х. и настраивается на колебания вида Н011, а вы-
ходной длиной 27. — на колебания вида Hq2i- Гироклистроны обес-
печивают высокий коэффициент усиления (более 30 дБ) в узкой
полосе частот (менее 1 %).
Разрабатывают приборы, рассчитанные на получение к. п. д. более
30% на частоте около 100 ГГц при выходной мощности 100 кВт.
Гиро-ЛБВ — широкополосный усилитель, в котором спиральные
электронные потоки взаимодействуют с бегущими волнами в согла-
сованных линиях передачи (рис. 7.6, в). Типичные параметры усилителей
приведены в табл. 7.3.
Таблица 7.1. Параметры гиромонотронов
Страна- разра- ботчик Длина, волны, мм Импульсная мощность, кВт Средняя мощность, кВт Длитель- ность им- пульса, мкс Напря- жение, кВ Ток, Л К. п. д„ %
США 10,7 250 10 500 80 8 38
Франция 8,6 230 — 6 80 9 31
США 5 200 — 100 80 7,3 34
СССР 2 Непрерыв- ный режим 22 — 40 2.5 22
СССР 1.5 1100 — 100 68 — —
СССР 0.8 120 — 80 66 12 15
Таблица 7.2. Параметры гироклистронов
Режим работы Длина волны, мм Импульсная выходная мощность, кВт Напря- жение, кВ Ток, А К. п. д., % Л\. дБ Рабочая полоса частот, 7 /о
Импульсный 10,7 100 80 8 15 40 1
Непрерывный 10,7 200 80 8 30 30 0,2
185
Таблица 7.3. Параметры гиро-ЛБВ
Диапазон длин волн Длина волны, мм Выходная мощи ось, кВт Напряже- ние, кВ Ток, А К. п. Л., О 'о А'у, дБ Рабочая полоса частот, о /(>
Сантиметровый 60 120 65 7 26 20 12
Миллпметро-
вый 8,6 17 70 3 8 20 7
Для взаимодействия с электронным потоком в гиро-ЛБВ исполь-
зуются волны типа Нц, HOi и H2i, распространяющиеся в круглом
волноводе. Достижимая широкополосность ~ 15 % относительно средней
частоты, коэффициент усиления приближается к 30 дБ. Локаль-
ный поглотитель в гиро-ЛБВ не используется, так как в миллиметровом
диапазоне длин волн достаточно велики распределенные потери, пре-
пятствующие самовозбуждению усилителя. Однако в ряде случаев
распределенные потери специально увеличивают, что позволяет по-
высить коэффициент усиления и расширить рабочую полосу частот.
Интересно отметить, что гиро-ЛБВ способны работать в двойном
режиме. Так, гиро-ЛБВ сантиметрового диапазона длин волн (см. табл. 7.3)
в другом режиме (при напряжении 40 кВ и токе 4 А) имеет вы-
ходную мощность около 20 кВт, к. п. д. ~ 10 %, коэффициент уси-
ления 25 дБ в полосе частот 9% от средней частоты.
Разработаны гиро-ЛБВ восьмимиллиметрового диапазона длин волн
с выходной мощностью 340 кВт и к. п. д. 50 %. Ведутся разработки
приборов с к. п. д. 70 % и более высокой выходной мощностью.
В заключение отметим, что в настоящее время конструкции ги-
ротронов совершенствуют с целью увеличения частоты и мощности.
Так как повышение частоты связано с увеличением магнитной ин-
дукции или С использованием взаимодействия на второй гармонике
циклотронной частоты, то для повышения мощности используют
высшие типы волн в круглых волноводах с большими диаметрами.
Однако при этом возникают проблемы сохранения больших значений
к. п. д. и подавления «паразитных» колебаний. Кроме того, эксплуатация
гиротронов в криостатах при больших напряжениях ограничивает об-
ласть их применения. Такие приборы в основном применяют для
физических исследований плазмы и ее нагрева в Токамаке (тороидаль-
ной камере с магнитным полем).
Гиротроны считаются наиболее перспективными генераторами и уси-
лителями сверхбольших мощностей в миллиметровом и субмиллимет-
ровом диапазонах длин волн.
§ 7.2. Гироконы
Г прокопом (от греч. «Giros» — круговое и лат. «continuum» — не-
прерывный) назван прибор, в котором электронный поток модулируется
за счет его отклонения под воздействием вращающегося магнитного
поля в резонаторе развертки. Гирокон был предложен в 1967 г.
186
7
Рис. 7.7. Схемы устройств конического (а, б) и радиального (б, в) гироконов:
1 — высоковольтный ускоритель; 2 — электронный луч; 3 — резонатор развертки; 4 — вы-
вод энергии; 5 — электростатическая отклоняющая система; 6 — резонатор бегущей вол-
ны (выходной); 7 — вывод энергии; 8 — коллектор; 9 — компенсирующий электромагнит;
10 — магнитостатическая отклоняющая система
группой советских ученых, возглавляемой акад. Г. И. Будкером.
Рассмотрим устройство и принцип действия гирокона (рис. 7.7).
Высоковольтный ускоритель электронов 1 является релятивистской
электронной пушкой, инжектирующей электронный луч 2 энергией
0,5 —1,3 МэВ. Электронный луч фокусируется соленоидом (на рисунке
не показан) и вводится в цилиндрический резонатор развертки 3
по его оси. Этот резонатор возбуждается входным высокочастотным
сигналом на виде колебаний £110, структура поля которого показана
на рис. 7.7, б. Для модуляции электронного потока необходима круговая
поляризация высокочастотного магнитного поля, поэтому резонатор раз-
вертки возбуждается через два взаимно перпендикулярных ввода энергии
со сдвигом фаз 90° так, что структура поля вида колебаний Е110
вращается с угловой скоростью, равной скорости электромагнитных
колебаний. Электроны отклоняются вращающимся магнитным полем
СВЧ так же, как в электронно-лучевой трубке круговой развертки.
Родь экрана, на котором электронный луч описывает окружность
большого радиуса, выполняет выходной резонатор 6 с кольцевой
щелью, через которую вращающийся электронный луч проходит на
кольцевой коллектор 8. Электростатическая отклоняющая система 5
предназначена для того, чтобы электронный луч прошел через коль-
цевую щель, не оседая на стенках выходного резонатора. Выходной
резонатор представляет собой свернутый в кольцо прямоугольный вол-
новод возбуждаемый на волне типа Н10. Это фактически резонатор
бегущей волны, которая возбуждается электронным лучом, вращаю-
щимся со скоростью круговой поляризации магнитного поля в резо-
наторе развертки. Линейная скорость перемещения луча по кольцу
определяется его угловой скоростью, а также углом отклонения луча
а (рис. 7.7, а) и может превышать скорость света, так как она не
187
определяет скорость электронов. Электроны движутся не вдоль вол-
новода, а пересекают его так, что траектории электронов почти
совпадают по направлению с силовыми линиями электрического
поля волны Н10. Таким образом, электронный луч наводит волну
типа Нк, и вращает ее по кольцевому волноводу. Поскольку луч
является единственным и точка входа его в кольцевой резонатор
непрерывно изменяется синхронно с фазовой скоростью бегущей в нем
волны, электроны в .гироконе могут не группироваться в сгустки.
Луч является тонким электронным сгустком, подобно электронной
«спице» в магнетроне.
Гирокон — особый прибор, не имеющий аналога среди вакуумных
приборов СВЧ. В нем нет модуляции электронов по абсолютному
значению скорости, однако имеется модуляция скорости по ее на-
правлению, т. е. модуляция за счет отклонения от оси, вдоль ко-
торой электроны влетают в резонатор развертки. При этом элек-
троны, пролетающие резонатор в различные моменты времени,
не следуют точно один за другим: они имеют разные траектории
на конической поверхности. Как отмечалось, электроны не группиру-
ются в сгустки и расталкивающее действие пространственного заряда
в гироконах не играет такой роли, как в приборах с моду-
ляцией электронов по плотности. Хорошо сфокусированный луч на-
столько тонкий, что его толщина значительно меньше длины волны.
Это обеспечивает эффективный отбор энергии от электронного по-
тока в максимуме тормозящей фазы высокочастотного поля. В гиро-
коне может быть получен электронный к. п. д., близкий к 100 %.
Первый действующий гирокон (рис. 7.7, а) при ускоряющем на-
пряжении 320 кВ и токе пучка 4 А имел электронный к. п. д. около
92% на частоте 430 МГц. Его выходная мощность в импульсе
длительностью 20 мкс составляла 600 кВт. Полный к. п. д. гирокона
не превышал 50%.
Отметим причины, по которым снижается к. п. д. гирокона. К ним
относятся начальный разброс энергии электронов, нестабильность
тока луча, разброс энергии электронов в пучке, вызванный неиде-
альной круговой разверткой, и ненулевая скорость электронов, не-
обходимая для их выхода на коллектор. В целях снижения ско-
рости релятивистских электронов в гироконе обычно используют
компенсирующий электромагнит 9, изменяющий угол влета электронов
в выходной резонатор.
Более совершенным конструктивным вариантом является гирокон
с радиальным отклонением электронного луча (рис. 7.7, в). В качестве
отклоняющей системы в нем использована магнитостатическая сис-
тема в виде конической катушки 10. Она обеспечивает отклонение
луча до направления, перпендикулярного оси гирокона. В этом слу-
чае выходной волновод сворачивают в кольцо в плоскости вектора Е.
Радиальное отклонение обеспечивает минимальную длину электрон-
ного луча и способствует лучшему отбору энергии от электронов,
т. е. повышению к. п. д. и выходной мощности гирокона.
В радиальном гироконе, по прогнозам разработчиков, могут быть
получены параметры, указанные в табл. 7.4 в первых двух строках.
188
Таблица 7.4. Параметры гироконов
Режим работы Импульсная выходная мощность, МВт Средняя мощность, МВт Длина волны, см Ускоряющее напряжение, МВ К. п. д.. К, дБ
Непрерывный — 5 165 0,5 80 23
Импульсный 200 0,002 70 2 — 25
Непрерывный — 0,7 67 0,086 86 22
В третьей строке таблицы приведены параметры американского
гирокона, в котором был реализован электронный к. п. д. 93 %, вход-
ной резонатор гирокона имеет собственную добротность ~ 20 000,
выходной — 1 000.
Гироконы могут быть использованы в качестве высокоэффектив-
ных многомегаваттных узкополосных усилителей в диапазонах частот
ниже 3 ГГц, что делает их конкурентоспособными по отношению
к каскадным клистронам и усилителям М-типа. Гироконы могут
быть достаточно компактными. Так, создан радиальный тирокон
с внешним радиусом выходного резонатора 23 см.
Принцип отклонения электронного луча сверхвысокочастотным по-
лем для увеличения к. п. д. может быть использован и в обычных
приборах СВЧ. Например, существует конструкция многорезонаторного
клистрона, в предпоследнем резонаторе которого электронный луч
отклонялся, а выходной резонатор был выполнен так же, как в гиро-
коне. Трехкаскадный усилитель такой конструкции обеспечивает усиле-
ние 50 дБ.
Раздел третий
Полупроводниковые приборы СВЧ
Глава 8. Электронные процессы
в полупроводниках
§8.1. Свойства полупроводниковых материалов
В полупроводниковых приборах СВЧ на взаимодействие носителей
заряда с электромагнитными полями существенное влияние оказывает
кристаллическая решетка материала. Поэтому, прежде чем рассматри-'
вать конкретные типы приборов, напомним кратко основные характе-
ристики полупроводниковых материалов и физические свойства р-п-
переходов.
В современных СВЧ-приборах используют в основном кремний
Si, арсенид галлия GaAs, фосфид индия InP и иногда германий
Ge (табл. 8.1.).
Таблица 8.1. Основные параметры полупроводниковых материалов при Т = 300 К
Параметр Si GaAs InP Ge
Плотность атомов N, см~3 5- 1022 2,21- 1022 2- 1022 4,42- Ю22
Диэлектрическая проницае- мость е, отн. ед. 11,8 10,9 12,1 16
Температура плавления tnJI, °C 1420 1238 1062 937
Теплопроводность Хтп, Вт/(см • °C) 1,45 0,46 0.68 0.64
Ширина запрещенной зонь A IP, эВ 1,12 1,43 1.4 0,67
Собственная концентрация ni = Pi, см-3 Подвижность в слабых по- лях. см2/(с-В): электронов |Т„ 1,6-1010 1,1 10- 1- 102 2,5- 101-’
1500 8500 4800 3900
дырок 600 400 150 1900
Дрейфовая скорость электро- нов в сильных полях тнас см/с 1- 10' 1 10- 1.5- 102 6- 106
Работа выхода Ф, эВ 4,8 4.7 4.4 4,4
190
В беспримесном, или собственном, полупроводнике число носителей
заряда определяется количеством пар электрон — дырка, образующихся
в результате тепловой генерации при отрыве электронов от атомов.
При этом электрон переходит из валентной зоны в зону проводи-
мости. Не занятое электроном энергетическое состояние в валентной
зоне называют дыркой. Дырка ведет себя как положительно заряжен-
ная частица с эффективной массой т* и с элементарным зарядом е,
равным заряду электрона. Концентрация электронов и дырок р; в
собственном полупроводнике одинакова и определяется шириной запре-
щенной зоны AH' а также температурой материала: nt = р; =
= ЛТ3/2е~д 1Г/':7Г|, где А — постоянная, зависящая от эффективной массы
носителей в полупроводнике.
Добавление в полупроводник с собственной электропроводностью
атомов примеси приводит к существенному изменению количества под-
вижных носителей. За счет того, что энергия ионизации примесей
небольшая, уже при низких температурах происходит термическая
ионизация примеси с образованием свободных электронов или дырок
(в зависимости от рода примеси). Например, при введении в полупро-
водник донорной примеси концентрация электронов пп в зоне проводи-
мости в равновесном материале значительно превышает число дырок:
п„ з* Рп- Такой материал называют электронным полупроводником
(и-тип). В них электроны являются основными носителями заряда, а
дырки — неосновными. При комнатных температурах практически все
атомы примеси ионизованы и n,xNa. Здесь — концентрация донор-
ной примеси.
Если увеличить концентрацию примеси, то происходит расщеп-
ление примесных энергетических уровней, энергия ионизации примеси
уменьшается. При определенных концентрациях примеси (для рассмат-
риваемых материалов около 1019 см'3) примесная зона перекрывается
с зоной проводимости, т. е. полупроводник становится вырожденным.
Уровень Ферми в вырожденном полупроводнике п-типа находится в
зоне проводимости.
При введении в полупроводник акцепторной примеси в нем появ-
ляются подвижные дырки. Такой материал называют полупроводником
с дырочной электропроводностью (p-тип). Основными носителями заряда
в этом случае являются дырки, а их концентрация рр значительно
больше концентрации электронов пр. При комнатной температуре
ppxN„ где — концентрация акцепторной примеси.
В условиях термодинамического равновесия за счет процессов гене-
рации и рекомбинации носителей заряда в невырожденных полупровод-
никах п- и p-типов между свободными электронами и дырками уста-
навливается соотношение
пррр = п„р„ = п?.
Концентрация примесей в полупроводниковых материалах, ис-
пользуемых при создании приборов СВЧ, обычно составляет 1013 —
10!9 см-3, причем в качестве легирующих примесей используют
материалы III и V групп. Так, в кремнии для получения полупровод-
ника и-типа применяют фосфор, для р-типа — алюминий, бор.
191
В полупроводнике электроны и дырки находятся в состоянии хао-
тического движения, характеризуемого средней тепловой скоростью,
средней длиной и временем свободного пробега. При комнатных
температурах скорость теплового движения носителей около 107 см/с.
Направленное движение носителей заряда в полупроводниках происхо-
дит за счет градиента концентрации и приложенного внешнего электри-
ческого поля. При этом плотность тока определяется диффузионной и
дрейфовой составляющими электронного и дырочного тока:
*^КОИВ 4“ *^Д»ф 4“ Ф'ф, (8.1)
где Jn *^идцф 4- *Л|др> dp *^рдиф 4- *^рдр.
Для одномерного случая
•Лимф eD„dn/dx, JрДНф eDpdp/dx, (8.2)
Лдр = -еи1>Др = епрЕ; Jp:ip = ерррЕ. (8.3)
Здесь е = 1,6 • 10“19 Кл — элементарный заряд; D = fc7Ji/e — коэффициент
диффузии по соотношению Эйнштейна; р = et/(1m*) - подвижность но-
сителей, где t — среднее время свободного пробега.
Полную плотность дрейфового тока /др часто выражают через
удельную проводимость материала о или удельное сопротивление р;
dдр — d„ap 4" dp др — &Е, о = 1/р = (иЦп 4- рЦр)е,
они зависят от концентрации примеси и часто являются мерой степени
легирования полупроводника.
Рассмотрим более подробно движение носителей под действием
электрического поля. Средняя скорость направленного движения носи-
телей связана с напряженностью электрического поля соотношением
гдр = |1Е (рис. 8.1), причем ц зависит от концентрации примеси, темпе-
ратуры, а также напряженности поля и определяется характером взаи-
модействия носителей с кристаллической решеткой материала. В слабых
электрических полях подвижность носителей не зависит от поля и
определяется только свойствами материала (табл. 8.1). Наибольшую
подвижность имеют электроны в GaAs и-типа; подвижность дырок у
всех материалов меньше, чем у электронов.
В сильных полях при напряженности электрического поля ~ 1 кВ/см
дрейфовая скорость носителей оказывается соизмеримой с тепловой
скоростью хаотического движения. При возрастании поля энергия
носителей также возрастает и характеризуется эффективной темпера-
турой, превышающей температуру решетки. В этом случае говорят о
«горячих» электронах в полупроводниках. Среднее время свободного
пробега носителей уменьшается, и нарушается линейность характеристи-
ки Гдр(Е). При дальнейшем увеличении напряженности поля, пройдя
расстояние, равное длине свободного пробега, носители приобретают
энергию, достаточную для возбуждения оптических фононов. В каждом
столкновении с атомами решетки носители заряда теряют значитель-
ную энергию, что приводит к насыщению дрейфовой скорости (рис. 8.1).
Дрейфовая скорость в сильном электрическом поле гнас для электронов
и дырок составляет ~ 107 см/с. Отметим, что, рассматривая движение
192
Рис, 8.1, Зависимость скорости носителей
от электрического поля для чистых по-
лупроводников при Т = 300 К
1,43ЭВ
Рис. 8.2. Энергетические зо-
ны GaAs:
1 — валентная; 2 — «центральная
долина» зоны проводимости;
3 — «боковая долина» зоны про-
-----электроны;-------дырки
водимости
носителей заряда в сильных электрических полях, чаще пользуются
непосредственно зависимостью гдр(Е), а не подвижностью ц.
Следует подчеркнуть, что максимальная скорость направленного
движения носителей заряда в полупроводниках невелика (такую ско-
рость в вакуумных приборах имеют электроны, ускоренные напряжением
~ 1 В). Для большинства СВЧ-приборов время пролета носителей в
активной области не должно превышать периода колебаний Т, поэтому
длина активной области приборов / должна быть меньше Тгиас, т. е.
/ < 100//, если длина выражена в мкм, а частота — в ГГц. Таким обра-
зом, в сантиметровом диапазоне длин волн активная область должна
иметь протяженность ~ 10 мкм, в миллиметровом диапазоне — менее
3 мкм. При столь малых длинах многие полупроводниковые СВЧ-при-
боры работают с «горячими» носителями заряда уже при напряжениях
в несколько вольт.
Несколько иная зависимость дрейфовой скорости от электриче-
ского поля имеет место для соединений типа АШВ\ к которым, в
частности, относится GaAs. Рассмотрим особенности строения зоны
проводимости этого материала. Зависимость энергии электрона W от
волнового вектора к = 2itp/h для GaAs показана на рис. 8.2, где
р = m*v — квазиимпульс. Зона проводимости GaAs имеет два минимума,
разделенных на APT = 0,36 эВ. В слабых полях при комнатных темпе-
ратурах практически все электроны принадлежат «центральной до-
лине» 2. Они характеризуются малой эффективной массой т* и высо-
кой подвижностью щ. В сильных электрических полях энергия электро-
нов увеличивается. Часть электронов приобретает энергию, при которой
в результате междолинного рассеяния возможен их переход в «боковую
долину» 3. Этот переход сопровождается изменением эффективной массы
и подвижности до значений т* и ц2- При этом подвижность электронов
снижается более чем на порядок. С учетом перехода части электронов
в «боковую долину» средняя дрейфовая скорость становится равной
t-’лр = CMiWi (£) + Цз'к (£)] £Д«1 + гЧ)-
7 Электронные приборы СВЧ
193
Когда напряженность электрического поля достигает порогового
значения Е1:ор, составляющего для GaAs около 3,5 кВ/см, дрейфовая,
скорость электронов достигает максимального значения i;max = 2 - 107 см/с.
При больших значениях напряженности поля за счет увеличения числа
носителей заряда п2 в «боковой долине» скорость уменьшается с ростом
поля и материал можно характеризовать отрицательной дифференциаль-
ной подвижностью
Ндиф dv dE < 0.
Изменение дрейфовой скорости носителей заряда, т. е. установле-
ние нового состояния, происходит за время, называемое временем
релаксации, в результате взаимодействия электронов с кристаллической
решеткой. При этом достаточно нескольких соударений, поэтому время
релаксации примерно равно среднему времени свободного пробега
электрона и составляет ~10-11 — 10~13 с. Таким образом, можно счи-
тать, что в сантиметровом и в верхней части миллиметрового диапа-
зона длин волн дрейфовая скорость носителей успевает «следовать»
за изменением электрического поля и определяется мгновенным зна-
чением его напряженности. Для анализа работы приборов на более
высоких частотах используют комплексное значение дифференциальной
подвижности, реактивная составляющая которой увеличивается с ростом
частоты.
При напряженностях электрического поля, превышающих 105 В/см,
носители заряда в промежутках между соударениями могут приобре-
тать энергию, достаточную для ионизации атомов. При каждом акте
ионизации рождается пара электрон — дырка. Интенсивность ионизации
характеризуют коэффициентом ударной ионизации для электронов а„
и дырок ар, который равен среднему числу ионизирующих столкно-
вений на единице пути. Значение коэффициента ударной ионизации резко
возрастает с увеличением напряженности поля (рис. 8.3). Как видно из
рисунка, напряженность электрического поля, при которой на расстоя-
нии в 1 мкм образуется по крайней мере одна пара носителей, для Ge
~2-105 В/см. В GaAs и Si пробой наступает в более сильных полях,
составляющих (4-?5)-105 В/см.
Одной из характеристик материала, существенной для высокочастот-
ных приборов, является время диэлектрической (максвелловской) релак-
сации объемного заряда тд, т. е. время, за которое происходит пере-
распределение зарядов в однородно легированном материале с объем-
ной плотностью заряда р = еп (например, и-типа), находящемся в электри-
ческом поле с напряженностью Е.
Пусть (рис. 8.4) в некоторой области протяженностью dx образо-
вался избыточный заряд (сгусток) q. За счет этого справа и слева от
сгустка изменятся напряженность поля и дрейфовая скорость носителей.
Для одномерного случая из (1.3) и (1.6) имеем
сс0 (dE/dx) = р и cp/ct + д (рг)/гх = 0, (8.4)
откуда
ес0 (Е2 - ЕД = q и dq/dt = -ц/хя, (8.5)
194
OC,Cfl'1
71------г—----------5
1 2 3 4 5 Е-10,В/см
Рис. 8.3. Зависимость коэф-
фициента ударной ионизации
от напряженности электриче-
ского поля для различных
полупроводников
Рис. 8.4. К расчету времени
диэлектрической релаксации
объемного заряда
где
т = __________________________. (8.6)
л en(dv/dE) еицянф
Решая уравнение (8.5), находим закон изменения избыточного заряда
во времени:
q(r) = q(O)e-'-'4 (8.7)
Значения тд определяются дифференциальной подвижностью и кон-
центрацией носителей. Как следует из (8.6) и (8.7), при положительных
значениях дифференциальной подвижности избыточный заряд умень-
шается во времени по экспоненциальному закону с постоянной тд. В сла-
бых электрических полях, когда цл11ф = ц и подвижность электронов
велика, постоянная времени тд составляет 10’ 11 — 10“13 с, т. е. нерав-
новесные основные носители заряда «рассасываются» очень быстро.
В сильных электрических полях дифференциальная подвижность электро-
нов мала и тд может быть существенно больше периода колебаний.
В этих условиях избыточный заряд изменяется сравнительно медленно.
В полупроводниках, на характеристике v(E) которых имеется область
отрицательной дифференциальной подвижности, например в арсениде
галлия и фосфиде индия, возможно увеличение объемного заряда во
времени из-за случайных флюктуаций тока.
Полупроводниковые материалы характеризуют также временем
жизни неравновесных носителей заряда, определяющим скорость реком-
бинации заряженных частиц в объеме или на поверхности материала.
Когда концентрация неосновных неравновесных носителей заряда мала
по сравнению с концентрацией основных носителей, процесс рекомбина-
ции описывается линейной функцией:
R„ = (п - п0)/т„, Rp = (р - Ро)/хр, (8.8)
где R„ р — скорость рекомбинации; ц0, р0 — концентрации носителей
заряда в условиях термодинамического равновесия; т„, тр — время жизни
носителей заряда, т. е. время, в течение которого их избыточная кон-
центрация уменьшается в е раз.
7* 195
Уравнения непрерывности для электронов и дырок, если учесть
рекомбинацию и генерацию носителей заряда, имеют вид
“V = — divJ„ - Rn + G; (8.9)
ct е
^L= - —divJR„ + G, (8.10)
ct e
где n, p — неравновесные концентрации носителей заряда; G — скорость
нетепловой генерации, равная числу носителей заряда, образующихся
в секунду в единичном объеме. Уравнения (8.9) и (8.10) позволяют рас-
считать изменение концентрации носителей во времени и в пространстве
с учетом рекомбинационных процессов.
Пусть, например, в полупроводник /г-типа введены (инжектированы)
неосновные носители и в плоскости х — 0 поддерживается избыточная
концентрация дырок Др0 — р„ — р„0. Дырки диффундируют в глубь
материала, однако за счет рекомбинации с основными носителями их
концентрация убывает с увеличением х. В первый момент времени за
счет существования избыточного положительного заряда (дырок) и
появившегося в результате этого электрического поля в область х = 0
перемещаются электроны, заряд которых быстро (примерно за время
диэлектрической релаксации) компенсирует введенный неравновесный
заряд дырок так, что в целом материал остается электронейтральным.
При этом можно считать, что электрическое поле в полупроводнике
отсутствует. Тогда уравнение (8.10) для установившегося режима упро-
щается:
д2р„ = Ар Ар
5х2 D^p I2 '
При граничном условии Ар = 0, если х -+ эо, получаем
Др (х) = Дрое~л,,/т. (8.11)
Таким образом, в результате процесса рекомбинации избыточная
концентрация дырок убывает по экспоненте при их диффузии в глубь
полупроводника. Величина Lp = |/dptp называется диффузионной дли-
ной дырок.
Если инжекция дырок прекращается, то, как следует из (8.8) и (8.10),
их концентрация в фиксированной точке уменьшается во времени:
Др (г) = Др (0) е-'/тр, где Др (0) — избыточная концентрация дырок при
t = 0.
В неоднородно легированном материале, даже если извне не прило-
жено напряжение, существует внутреннее электрическое поле. Его появ-
ление связано с наличием градиента концентрации примеси в полупро-
воднике, под действием которого, например, в материале н-типа
(рис. 8.5) возникает диффузионное движение электронов, что создает
нескомпенсированный объемный заряд ионизированных доноров в левой
части образца. Это обусловливает появление внутреннего поля напряжен-
ностью £в||, которое вызывает дрейфовый поток электронов, направ-
ленный навстречу диффузионному. В установившемся режиме ток в
196
Рис. 8.5. К пояснению
процесса возникновения
электрического поля в не-
однородно легированном
полупроводнике
X
образце отсутствует. Из (8.2) и (8.3) следует, что
кТ dn _ кТ dNa
пе dx eNa dx
(8.12)
Внутреннее поле тем больше, чем больше градиент концентрации
примесей и чем ниже уровень легирования материала.
Важное значение имеют температурные характеристики материалов,
из которых изготовлены полупроводниковые приборы. При изменении
температуры меняется концентрация носителей заряда. Число собствен-
ных носителей увеличивается с ростом температуры, и при некотором
значении Т электропроводность полупроводника может стать собствен-
ной, что нарушит работу прибора. Температура, при которой электро-
проводность становится собственной, тем выше, чем больше концентра-
ция примеси. Она зависит также от ширины запрещенной зоны мате-
риала. Например, для Si при .№ = 1016-ь 1017 см-3 она составляет 350 —
400 °C. Изменение температуры влияет и на другие параметры полу-
проводниковых материалов, в том числе на подвижность носителей
заряда, скорость насыщения в сильных полях, значение коэффициента
ударной ионизации. Поэтому полупроводниковые приборы СВЧ рабо-
тают до определенных температур. Предельная температура для при-
боров, изготовленных из германия, не превышает 100—120 °C, для при-
боров из Si и GaAs — 150 —200 °C. Если приборы работают при тем-
пературе меньшей, чем предельная, то их срок службы может дости-
гать нескольких тысяч часов.
§ 8.2. Электронно-дырочный переход
Работа большинства полупроводниковых приборов основана на
использовании свойств электронно-дырочного перехода, образующегося
между-двумя областями полупроводникового материала, одна из ко-
торых имеет электропроводность и-типа, другая — p-типа. В зависимости
от характера распределения примеси различают резкие и плавные,
симметричные и несимметричные переходы.
В резких несимметричных переходах протяженность области измене-
ния концентрации примеси значительно меньше толщины области
пространственного заряда, где существует контактное электрическое
поле, а концентрация основных носителей заряда в материалах с раз-
личным типом электропроводности неодинакова: п„ рр, причем обычно
п„» рр или рр » п„. Такие переходы обозначаются соответственно
п + -р или р + -п. Слаболегированную область называют базой, область
с большой концентрацией примеси — эмиттером.
197
Рис. 8.6. Резкий р-н-переход:
а - структура перехода; б — распределение примесей;
в — объемного заряда; г — электрического поля; Э —
потенциала; е — энергетическая диаграмма; сплош-
ные линии - внешнее напряжение отсутствует; 1 —
прямое смещение; 2 — обратное смещение
области. Для приборов из
<рк« 1,3 В.
Распределение электрического поля и
объемного заряда в переходе. Рассмотрим
идеализированный плоский р +-«-переход
(рис. 8.6, а). Распределение примеси в нем
соответствует приведенному на рис. 8.6, б.
Вследствие разницы в концентрации элек-
тронов и дырок электроны из «-области
диффундируют в p-область, а вблизи кон-
такта остается нескомпенсированный заряд
донорных примесей. За счет этого обра-
зуется область с положительным простран-
ственным зарядом протяженностью /2,
объемная плотность заряда в которой р =
= eNa. Аналогично, в p-области остаются
нескомпенсированные ионизированные ак-
цепторы с объемным зарядом р = — еАа
(рис. 8.6, в). Объемный заряд создает внут-
реннее электрическое поле, препятствую-
щее диффузии основных носителей и спо-
собствующее дрейфу неосновных носителей
заряда. Указанные потоки компенсируют-
ся, и ток через переход отсутствует. По-
скольку в состоянии термодинамического
равновесия уровень Ферми РГФ расположен
на одной высоте энергетической диаграм-
мы всего кристалла (рис. 8.6, е), между р-
и «-областями возникает разность потен-
циалов, называемая контактной разностью
потенциалов <рк, причем потенциал «-области
положителен относительно потенциала р-
Si <рк ~ 0,9 В, из Ge фк«0,5 В, из GaAs
Определим электрическое поле в области контакта, воспользовав-
шись уравнением (8.4) с учетом граничных условий Е = 0, <р = 0 при
х = — lt; Е = О, Ф = фк при х = 12~ В результате получаем для напря-
женности электрического поля и потенциала вблизи контакта:
в р-области
Е = -eNa (х + /^/(есо); <Р = eNa (х + /j)2/(2ее0); (8.13)
в п-облаети
Е = eNa(x - /2)/(£So); Ф = Фк - eNa(x - /2)2/(2сс0)-
198
Приравнивая Е и <р для х = 0, из (8.13) имеем
NJt = Л/д/2; Ф« = е (NJI + ^/^)/(2ее0).
(8-14)
Полная ширина области заряда l0 = h + h зависит от уровня леги-
рования исходных материалов. Так как в несимметричных переходах
концентрация примеси в одном из материалов значительно превышает
концентрацию в другом, то согласно (8.14) глубина проникновения
контактного поля в слаболегированную область много больше, чем в
сильнолегированный материал (рис. 8.6, г). В этом случае
/0 = |/2е£о(рк/(^Б), (8.15)
где NB — концентрация примеси в базе.
Если к переходу приложено внешнее напряжение U, то практически
все оно падает на слой объемного заряда, поскольку эта область обед-
нена носителями заряда и ее сопротивление велико по сравнению с
сопротивлением прилегающих к переходу областей полупроводника.
Если «-область соединена с минусом источника питания, а р-область —
с плюсом, то внешнее напряжение снижает потенциальный барьер
(рис. 8.6, д, кривая /) и способствует движению основных носителей
заряда через переход. Такую полярность внешнего напряжения называют
прямой (U >0). Ширина области объемного заряда и электрическое поле
в переходе при этом уменьшаются (рис. 8.6, в, г, кривая /). Увеличе-
ние прямого напряжения приводит к возрастанию диффузионного тока
основных носителей через переход. Дырки, инжектированные в «-область,
являются для нее неосновными неравновесными носителями. Они
проходят обедненный слой и попадают в область н-типа, свободную
от контактного электрического поля. Вследствие рекомбинации концент-
рация дырок уменьшается при удалении в глубь «-области в соответ-
ствии с (8.11):
Рп (*) = Р„о + Ар = Р„о + Арое~л/£т = р„0 + P„0(e‘’c//(fcT) - 1)е
(8.16)
При обратном напряжении смещения (U < 0) высота потенциаль-
ного барьера увеличивается, что ведет к уменьшению диффузионного
тока основных носителей заряда через переход. Это приводит к увели-
чению напряженности электрического поля и ширины обедненного слоя
(рис. 8.6, в, г, д, кривая 2), которая может быть определена из (8.15)
путем замены (рк на <р = (рк — U:
, / 2ее0 (<рк — С7) , / U \1/2.
!= /--------------- = /о 1------- (8-П)
|/ eNB <pj v
Максимальное электрическое поле в переходе определяется выра-
жением
= <818>
' tto oEq
Если обратное напряжение (7о5р велико, то £шак =
^Ь-и-
ее0 Uoop-
199
При увеличении уровня легирования базовой области ширина обеднен-
ного слоя уменьшается, а напряженность электрического поля в переходе
возрастает.
В плавных переходах концентрация примесей изменяется постепенно и ширина
области объемного заряда I превышает протяженность участка изменения
концентрации' примесей. Для линейного перехода концентрация примеси в базо-
вой области N = — Na = ах, где а — градиент концентрации. Такой переход
является симметричным. Выражение для ширины области объемного заряда
плавного перехода имеет вид [15]
/ = (8.19)
' еа \ Фк / .
Уравнение для вольт-амперной характеристики р-и-перехода может
быть получено с учетом того, что вне обедненной области электрическое
поле практически отсутствует. Поэтому полный ток через переход
определяется только диффузионной составляющей. Используя (8.2) и
(8.16), получаем
I = SJP = SJs(ecL>r> - 1) = Ц(ееи/(кГ> - 1), (8.20)
где S — площадь перехода; Js — плотность теплового тока, равная для
резкого р+-и-перехода
еРРР„о еРр 2
4 MV
(8-21)
Вольт-амперные характеристики р-и-переходов, изготовленных из
различных полупроводниковых материалов, приведены на рис. 8.7.
При подаче на переход обратного напряжения ток быстро достигает
насыщения. Значение тока насыщения ls определяется параметрами
материала базовой области; ток резко возрастает с повышением тем-
пературы. Вольт-амперные характеристики реальных р-и-переходов
несколько отличаются от характеристик, построенных на основе выра-
жений (8.20) и (8.21), которые получены без учета генерации и рекомби-
нации носителей заряда в обедненном слое, а также токов утечки. Отли-
чия наиболее существенны в области малых токов. Кроме того, обрат-
ный ток переходов, выполненных из Si и GaAs, увеличивается при повы-
шении обратного напряжения.
Эквивалентная схема перехода. Пусть к р-и-переходу приложено
напряжение, имеющее постоянную Uo и малую (Um кТ/е) перемен-
ную составляющие: U = UQ + ит&^‘- При обычных температурах это
справедливо при Um < 10 мВ. Ток через переход обусловлен движением
носителей заряда и током смещения 1СМ = SJ„, = Sd (ee0E)/dt, который
возникает при изменении электрического поля в области перехода. По
теореме Остроградского — Гаусса, поток вектора электрической ин-
дукции равен заряду в рассматриваемом объеме q = eSlNb = ce0ES,
поэтому
Здесь Сбцр =

dq
du
= A = = = С- шП е'”'
dt dU dt оар dt оар m •
- — барьерная емкость, обусловленная
изменением
200
Рис. 8.8. Зависимость удельной барьерной
емкое ru и ширины обедненного слоя о г
концентрации примеси в базе для не-
симметричного резкого перехода, изготов-
ленного из Si или GaAs, при различ-
ных значениях обратного напряжения
Рис. 8.7. Вольт-амперные харак-
теристики /7-и-переходов (Т2 > Г,)
заряда ионизованной примеси в области перехода, которую можно
определить из выражения
Сбар = zz0S/l = S]/e£0‘-’J’VB/[2((pK - I/)]. (8.22)
Для плавных линейных переходов
с бар = s (8.23)
Барьерная емкость зависит от уровня легирования базы и умень-
шается при увеличении обратного напряжения. Если концентрация
примеси в базе растет, то емкость перехода также увеличивается.
Удельная барьерная емкость C6ap/S (рис. 8.8) при концентрации примеси
в базе 1016 — 1017 см~3 и Uo5p = 6 В составляет 100 — 300 пФ/мм2.
Ширина обедненного слоя при этом находится в пределах от 1 до
0,3 мкм. Нетрудно подсчитать, что площадь перехода, имеющего барьер-
ную емкость менее 1 пФ, должна быть порядка 1СГ2 — 3- 10~3 мм2, т. е.
диаметр перехода составляет 60—100 мкм.
Следует отметить, что в отличие от вакуумных приборов, для
которых межэлектродные емкости связаны с изменением заряда на
электродах, барьерная емкость р-н-перехода связана с изменением
объемного заряда в области перехода. Значение емкости зависит от
приложенного напряжения, уровня и профиля легирования. Частотная
зависимость барьерной емкости проявляется только на частотах,
соизмеримых с частотой диэлектрической релаксации материала.
Решая уравнение (8.10), можно получить выражение для проводимости
перехода с толстой базой в режиме малого сигнала [15]
i 6 /------” 1
j'= (I + Ц) ]/1 + ./<отр =-F ,/соСдцф. (8.24)
ы к г > д
Здесь Гд — дифференциальное сопротивление перехода; СЛИф — диффу-
зионная емкость перехода в режиме малого сигнала (рис. 8.9, б). На высо-
ких частотах, когда сотр » 1,
г - кТ - С - ^±21 г 1/^
д e(I +1,) |/ сот/ кТ "К 2(от/
291
Рис. 8.9. Зависимость полной емкости р-п-пе-
рехода от напряжения смещения (<?) и экви-
валентная схема перехода (6)
Диффузионная емкость обусловлена изменением заряда неоснов-
ных носителей </„, инжектированных из эмиттера в базу, при изменении
напряжения:
Для толстой базы
= eS J (р„ - pn0)dx = ep„0LpS (e<’w/('ln - 1) = /тр; (8.25)
О
Сл„ф = е(2 + Is)rp/(kT). (8.26)
Полная емкость перехода определяется суммой барьерной и диф-
фузионной емкостен (рис. 8.9). При обратном смещении емкость перехода
равна барьерной емкости и уменьшается с ростом напряжения в соот-
ветствии с (8.22) или (8.23). При прямом смещении за счет диффузионной
составляющей емкость увеличивается. Она растет при увеличении тока
через переход.
В переходах, у которых толщина базовой области меньше диф-
фузионной длины неосновных носителей (1Б < L., — тонкая база), опреде-
ляющим процессом при протекании тока является уход носителей па
невыпрямляющий контакт. При этом диффузионная емкость такого
перехода меньше, чем у приборов с толстой базой вследствие мень-
шего заряда q,, = It„p, накопленного в базе:
Слт1, = — (/ + Л) + Is) fnp, (8.27)
К 1 р К I
где f„p = Zg/(2Pp) — время диффузии неосновных носителей через базу.
Накопление заряда неосновных носителей в базе при прямом сме-
щении обусловливает инерционность перехода при работе в импульсном
режиме. Рассмотрим резкий р + -и-переход при переключении прямого
смещения на обратное (рис. 8.10). При прямом смещении инжекция
дырок из р+-области приводит к их накоплению в базовой области
перехода. Через диод протекает ток /||р (рис. 8.10, я). Когда в момент-
202
Рис. 8.10. Временная зависимость тока через р-н-переход (а) при
смене полярности напряжения (б) и распределение неравновесных
носителей в базе (в)
времени t0 переход смещается в обратном направлении, начинается
перемещение дырок в р +-область, причем обратный ток Д в первый
момент может существенно превышать /пр и ограничивается лишь
сопротивлением внешней цепи. Этот ток остается постоянным в тече-
ние времени Сь равного приблизительно времени жизни неосновных
носителей тр, пока неравновесная концентрация дырок р„(0) остается
большой (рис. 8.10, в). После уменьшения р„ (вследствие ухода дырок
и их рекомбинации) обратный ток через переход уменьшается в течение
времени fcn, стремясь к току насыщения 1о6р. Соотношение С/гсп и
полное время восстановления обратного сопротивления перехода fB
зависят от концентрации и параметров перехода, отношения I^llx и тр.
Пробой р-п-перехода. Если увеличивать обратное напряжение, то
может наступить режим, когда ток через переход резко возрастает при
малом изменении напряжения, — пробой перехода. Различают электри-
ческий и тепловой пробои. Электрический пробой может быть лавинным
или туннельным, что в значительной степени определяется концентра-
цией примеси в базовой области и профилем легирования, от которых,
в свою очередь, зависят толщина слоя объемного заряда и электри-
ческое поле в области перехода.
Лавинный пробой обычно наблюдается в р-н-переходах с толщиной
обедненного слоя от долей микрометра до нескольких микрометров.
Для резких переходов он имеет место при концентрации примеси в
базовой области порядка 1014— 1017 см - 3. При лавинном пробое носители
заряда под действием сильного электрического поля в области перехода
на длине свободного пробега между столкновениями с атомами решетки
приобретают энергию, достаточную для ионизации атома. Образую-
щиеся при этом электроны и дырки ускоряются полем и снова иони-
зируют атомы материала. В результате развивается электронно-дыроч-
ная лавина и ток через переход резко увеличивается (более подробно
см. § 9.6). Пробивное напряжение для резкого перехода увеличивается
при уменьшении концентрации примеси в базовой области Ng
(рис. 8.11), поскольку при этом возрастает толщина перехода и умень-
шается максимальное значение напряженности электрического поля.
Для лавинного пробоя характерны напряжения в десятки вольт. С повы-
шением температуры пробивное напряжение при лавинном пробое
203
Рис. 8.11. Экспериментальная зависи-
мость пробивного напряжения при ла-
винном пробое от концентрации при-
меси в базе резкого плоского перехода
Рис. 8.12. Вольт-амперная характери-
стика и энергетические диаграммы
перехода при туннельном эффекте
увеличивается, поскольку уменьшаются средняя длина свободного
пробега и энергия, которую набирают носители заряда между соуда-
рениями.
В переходах с малой толщиной обедненной области более вероятно
возникновение туннельного пробоя, связанного с прохождением электро-
нов сквозь потенциальный барьер из валентной зоны на свободные
уровни зоны проводимости. Туннелирование возможно при малой
ширине потенциального барьера, причем вероятность процесса воз-
растает с ростом напряженности электрического поля. При некоторой
критической напряженности поля туннельный ток перехода превышает
тепловой. Значения критической напряженности электрического поля
составляют примерно 8 • 105 В/см для Si и около 3 • 105 В/см для Ge.
Туннельный пробой наблюдается в переходах, изготовленных из мате-
риалов с большой концентрацией примеси. Для него характерны
небольшие пробивные напряжения, обычно С/про5 < 15 В. Пробивное
напряжение при туннельном пробое уменьшается с ростом температуры.
Лавинный и туннельный пробои являются обратимыми. Они не
приводят к изменению структуры перехода и могут быть многократно
воспроизведены. Наиболее часто их наблюдают в Si и GaAs, а также в
Ge с большой концентрацией примеси.
Тепловой пробой может привести к необратимым изменениям пере-
хода и выходу его из строя за счет выделения большого количества
теплоты, так как при увеличении напряжения и тока возрастает мощ-
ность, выделяющаяся в переходе. Повышение температуры перехода
приводит к росту обратного тока и дальнейшему росту температуры
и тока.
Электрический пробой при большой рассеиваемой в переходе
мощности также может переходить в тепловой пробой. Особенностью
теплового, как и лавинного, пробоя является локализация его в отдель-
ных «слабых» местах перехода, содержащих большое количество дефек-
тов. Ток этих участков, называемых шнурами или каналами высокой
проводимости, может значительно превышать усредненное значение по
всей площади перехода.
204
Вольт-амперная характеристика перехода при туннельном эффекте.
Туннельный эффект в узких переходах при высоких напряженностях
электрического поля может существенно повлиять на ход вольт-ампер-
ной характеристики р-н-перехода. Вольт-амперная характеристика пере-
хода, изготовленного из вырожденных полупроводников с концентрацией
примеси выше 1019 см'3, и энергетические диаграммы при различных
напряжениях смещения представлены на рис. 8.12. В таких материалах
уровень Ферми расположен в зоне проводимости для «-полупроводника
и в валентной зоне для р-полупроводника. Толщина обедненной об-
ласти при этом составляет менее 10"2 мкм.
В отсутствие внешнего напряжения существует туннелирование
электронов из «-области в p-область и обратно, однако потоки носи-
телей заряда одинаковы и ток через переход отсутствует. При малых
прямых смещениях перехода свободные энергетические уровни р-области,
расположенные над уровнем Ферми, оказываются на одной высоте с
уровнями зоны проводимости «-области, которые заняты электронами.
Поэтому преобладает туннельный переход электронов из «-области в
p-область (рис. 8.12). С ростом напряжения до U„ перекрытие таких
уровней увеличивается и ток через переход растет. При дальнейшем
увеличении прямого смещения число электронов, туннелируемых в
p-область, начинает уменьшаться, поскольку уменьшается перекрытие
зоны проводимости «-полупроводника и валентной зоны р-материала.
Ток через переход уменьшается. При напряжении UB перекрытия зон
нет и ток 1В через, переход в этом режиме обусловлен только диф-
фузией носителей заряда через потенциальный барьер. Если прямое
смещение увеличивать дальше, то ток снова возрастает, как и для
обычного р-«-перехода. Очевидно, что область прямых напряжений,
где может наблюдаться падающий участок вольт-амперной характе-
ристики, близка по значениям контактной разности потенциалов и
составляет 0,05 — 0,4 В для Ge и 0,1—0,7 В для GaAs.
При обратном смещении преобладает туннельный переход элек-
тронов из валентной зоны p-области на свободные энергетические
уровни зоны проводимости «-материала (рис. 8.12). Обратный ток в
переходе растет с увеличением С/о5р, как и при туннельном пробое.
Поскольку время, необходимое для туннельного перехода, невелико и
составляет 10' 13 — 10“ 14 с, рассмотренный вид вольт-амперной характе-
ристики с падающим участком при прямом смещении сохраняется
вплоть до частот миллиметрового диапазона. Протекание тока при
напряжениях, меньших Пв, связано с движением основных носителей
заряда, поэтому на работе туннельного диода в этих режимах эффект
накопления неосновных носителей заряда не сказывается.
Падающий участок на вольт-амперной характеристике может от-
сутствовать (рис. 8.13). Уровни Ферми материалов с критической кон-
центрацией примеси находятся вблизи потолка валентной зоны р-об-
ласти и дна зоны проводимости «-области. Поэтому при прямом
смещении туннельный эффект отсутствует и прямая ветвь характери-
стики мало отличается от характеристики обычного перехода. При обрат-
ном смещении туннельный эффект имеет место, а туннельный ток
203
Рис. 8.13. Вольт-амперная ха-
рактеристика обращенного р-п-
перехода
Рис. 8.14. Схема /м'-л-струк-
турья (а) и распределение
концентрации примеси (б),
объемного заряда (в, д) и
напряженности поля (г, е) при
нулевом (в, г) и большом
обратном (б, е) смещении
возрастает с ростом напряжения:
/о5р = Л;ССобр/л2,
где коэффициенты А, и А2 слабо зави-
сят от напряжения.
Таким образом, ток при малых пря-
мых напряжениях может быть сущест-
венно меньшим, чем при обратном сме-
щении. Такие переходы называют обра-
щенными. Они характеризуются тем, что
при малых сопротивлениях перехода ток
через переход обусловлен туннелирова-
нием основных носителей заряда. В об-
ращенных переходах практически отсут-
ствует накопление неосновных носителей
заряда, что обеспечивает высокое быстро-
действие диодов, созданных на их основе.
р-г-и-структуры. В СВЧ-электронике
используют также р-1-п-структуры. Они
состоят из сильнолегированных р- и «-об-
ластей, разделенных слоем сравнительно
чистого высокоомного материала с кон-
центрацией примеси порядка 1012 —
1013 см-3, близкого по свойствам к
собственному /-полупроводнику. Тол-
щина высокоомной области составляет
от 150 мкм до нескольких микрометров
для структур, предназначенных для
приборов различной мощности и быстро-
действия. Емкость таких структур опре-
деляется в основном толщиной г-слоя.
Ввиду того что толщина высокоомного
слоя относительно велика, удельная ем-
кость р-г-п-структур значительно мень-
ше, чем у р-п-переходов. Это позволяет
увеличивать площадь структур; а значит,
и повышать предельно допустимую рас-
сеиваемую мощность прибора. По этой
же причине пробивное напряжение p-i-n-
структур может составлять сотни
вольт — единицы киловольт.
В реальных структурах высокоомная
область имеет электронную или ды-
рочную электропроводность, поэтому
их называют соответственно p+-v-n +
или р+-л-н +-структурами. Пусть высо-
коомная область имеет дырочную
электропроводность, толщина ее w
достаточно велика, а переходы р+-л и
п-п+ являются резкими. Тогда распреде-
206
ление концентрации примеси, объемного заряда и напряженности элек-
трического поля в полупроводниковой структуре при нулевом и большом
обратном смещении будут соответствовать показанным на рис. 8.14. Про-
цессы на границе л-п + -областей полностью соответствуют рассмотрен-
ным ранее для резко несимметричного р-л-перехода. Вблизи контакта об-
разуется обедненная основными носителями область, ширина которой I
зависит от концентрации примеси в л-области и определяется выражением
(8.17). Если к структуре приложить обратное смещение, то ширина обед-
ненной области в л-слое растет и при некотором отрицательном напря-
жении перекрывает весь высокоомный слой (рис. 8.14, д'). Ширина обед-
ненной области в р + - и п+ -материале небольшая вследствие высокой
концентрации примеси. Поэтому полная ширина обедненной области и
емкость структуры остаются практически постоянными с изменением
напряжения.
§ 8.3. Контакт металл — полупроводник
Широкое применение в полупроводниковых СВЧ-приборах находят
выпрямляющие контакты типа металл — полупроводник, называемые
также барьерами Шоттки. Рассмотрим контакт металла с полупровод-
ником н-типа для случая, когда работа выхода металла Фм больше,
чем работа выхода Фп полупроводника (рис. 8.15, а). При образовании
контакта электроны переходят из материала с меньшей работой выхода
в материал с большей работой выхода, в результате чего уровни Ферми
металла и полупроводника выравниваются. При этом полупроводник
оказывается заряженным положительно, а возникающее внутреннее
электрическое поле препятствует переходу электронов в металл. Между
металлом и полупроводником возникает контактная разность потен-
циалов е<рк = Фм — Фп (рис. 8.15, б).
Распределение электрического поля (рис. 8.15, в) и объемного заряда
в этом случае описывается теми же уравнениями, что и для резкого
р-л-перехода. В полупроводнике возникает область, обедненная основ-
ными носителями заряда с пониженной проводимостью, ширина которой
1„ зависит от уровня легирования полупроводника и определяется вы-
ражением (8.15). В равновесном состоянии потоки электронов из металла
в полупроводник и в обратном направлении одинаковы и ток через
контакт отсутствует.
Если к контакту приложить внешнее напряжение отрицательной
полярностью к полупроводнику п-типа, то высота потенциального
барьера для электронов со стороны полупроводника снизится (рис. 8.15, г).
Поток электронов из полупроводника в металл будет расти при уве-
личении прямого напряжения. Высота потенциального барьера для
электронов, находящихся в металле, при этом практически не изменится.
При обратном смещении высота потенциального барьера для электро-
нов полупроводника увеличится (рис. 8.15, <)) и их движение через
переход прекратится. Таким образом, рассмотренный контакт металла
с полупроводником л-типа будет выпрямляющим.
В реальных контактах линейная зависимость высоты барьера <рмп
от работы выхода металла наблюдается редко ввиду того, что на
207
металл п-полупроводник
ф ф I ф ф
s Ф I Ф, Ф.
Рис. 8.15. Схема контакта
металл — полупроводник (а)
и его энергетическая диаг-
рамма при нулевом (б), пря-
мом (?) и обратном (б)
смещении
Рис. 8.16. Схема невыпрям-
ляющего контакта металл —
полупроводник и его энер-
гетическая диаграмма
Металл п-полупроВодник
© i © ©
• ••I • •
,©„,©,®
поверхности полупроводника из-за ее неидеальности имеются поверх-
ностные заряды. При нанесении металла такой поверхностный заряд
экранирует влияние металла, вследствие чего высота потенциального
барьера в основном определяется состоянием поверхности полупро-
водника. Кроме того, на свойства контакта металл — полупроводник
влияют токи утечки, токи генерации — рекомбинации носителей заряда
в обедненной области и возможность туннельного перехода электро-
нов в случае сильнолегированного полупроводника. В целом вольт-ам-
псрная характеристика контакта с барьером Шоттки в широких преде-
лах изменения тока соответствует характеристике типа
I = Is (eeU^ - 1),
где п = 1,1-г 1,5 — коэффициент «неидеальности». При обратном сме-
щении ток через контакт обычно увеличивается с ростом напряжения.
Особенностью выпрямляющих контактов металл — полупроводник,
отличающих их от р-п-переходов, является отсутствие инжекции
неосновных носителей в полупроводник при прямых напряжениях.
208
Таким образом, в переходе с барьером Шоттки отсутствует накопление
неосновных носителей в базовой области и, следовательно, диффузион-
ная емкость. Выпрямляющие контакты металл — полупроводник харак-
теризуются только барьерной емкостью, которая определяется, так же
как и для резкого перехода, выражением (8.22) и зависит от площади
контакта, концентрации примеси в полупроводнике "и напряжения
смещения. То, что накопление носителей заряда в базовой области
не происходит, обусловливает высокое быстродействие приборов с
барьером Шоттки по сравнению с приборами, в которых используются
свойства р-н-переходов, и более высокие предельные рабочие частоты.
Если работа выхода металла меньше работы выхода полупровод-
ника п-типа, то контакт будет невыпрямляющим, так как вблизи него
образуется область с повышенной концентрацией основных носителей
заряда, т. е. слой с повышенной проводимостью (рис. 8.16). При раз-
личной полярности приложенного напряжения слой с повышенной
проводимостью вблизи контакта сохраняется, что обусловливает малое
сопротивление контакта по сравнению с сопротивлением полупроводни-
кового материала.
Можно показать, что контакт металл — полупроводник р-типа
будет выпрямляющим, если работа выхода металла будет меньше
работы выхода полупроводника.
§ 8.4. Конструкции и технология изготовления
переходов
Характерной особенностью р-и-переходов диодов и транзисторов
СВЧ-диапазона является их малая емкость, что достигается уменьше-
нием площади перехода. Конструкция приборов на основе р-п-перехо-
дов и технология их изготовления должны обеспечивать точное и воспро-
изводимое выполнение как поперечных размеров перехода, так и тол-
щины слоев полупроводниковых материалов, а также требуемый уро-
вень и профиль легирования.
Первые СВЧ-диоды были изготовлены точечно-контактным мето-
дом. Для этого к предварительно отполированной и протравленной
пластине Si или Ge прижималась игла из вольфрама или фосфори-
стой бронзы (часто в виде пружины) с диаметром острия от несколь-
ких микрометров до 20 — 30 мкм. При электроформовке, заключаю-
щейся в разогреве области контакта при пропускании мощных корот-
ких импульсов тока, образовывался контакт типа барьера Шоттки.
Диффузионный метод создания переходов основан на диффузии в
полупроводник примеси, находящейся в газообразной, жидкой или твер-
дой фазе (рис. 8.17). В зависимости от глубины залегания перехода х„
он может быть плавным или резким. При малой толщине р-области
переход можно считать резким со ступенчатым изменением концент-
рации примеси; его барьерная емкость может быть рассчитана по
формуле (8.22).
Для уменьшения последовательного сопротивления объема полу-
проводника при изготовлении переходов часто используют эпитак-
сиальные слои. Метод эпитаксиального наращивания позволяет полу-
209
Диднрузия
акцептороб
Рис. 8.17. Формирование
диффузионного р-н-пере-
хода (а) и распределение
примесей в переходе (<5)
чать пленки- полупроводникового материала
с требуемой концентрацией примеси на по-
верхности исходного монокристалла (подлож-
ки). Структура кристаллической решетки эпи-
таксиального слоя при этом идентична струк-
туре подложки. Для получения эпитаксиаль-
ного слоя на поверхности монокристалла раз-
лагают химические соединения полупровод-
никового материала с примесью веществ,
необходимых для легирования слоя. Можно
получать эпитаксиальные слои как с тем же
типом электропроводности, что и исходный
материал подложки, но с другим удельным
сопротивлением, так и с противоположным
типом электропроводности. В первом случае,
например, на поверхности сильнолегирован-
ной низкоомной подложки формируют слабо-
легированный высокоомный слой нужной тол-
щины. Во втором — эпитаксиальный р-„-пе-
реход.
По конструкции переходы делятся на
планарные и мезаструктуры. На рис. 8.18
приведена схема технологического процесса изготовления планар-
ного перехода на эпитаксиальной подложке. Исходная подложка с
нанесенным на нее эпитаксиальным слоем (рис. 8.18, а) имеет толщину
порядка долей миллиметра, толщина высокоомной пленки /эп, являю-
щейся базой перехода, может составлять от долей до нескольких
десятков микрометров. Малые площади переходов получают за счет
использования прецизионной фотолитографии. Для этого эпитаксиаль-
ную пленку окисляют, в результатае чего на ее поверхности образуется
слой двуокиси кремния толщиной порядка 1 мкм. Далее наносят слой
фоточувствительного материала — фоторезиста (ФР) (рис. 8.18, б).
При освещении фоторезиста ультрафиолетовым светом через маску
(фотошаблон) экспонированные участки полимеризуются. После раство-
ворения неэкспонированных участков фоторезиста в пленке окисла
протравливают окна заданной конфигурации и размеров (рис. 8.18, в).
Диаметр окна (или его ширина) при изготовлении приборов СВЧ
равен обычно нескольким микрометрам — десятым долям миллиметра.
Через полученные окна проводят локальную диффузию акцепторной
примеси, например бора, для формирования p-области в эпитаксиаль-
ном слое n-Si (рис. 8.18, г). При малых размерах окна следует учи-
тывать, что примесь проникает не только в глубь подложки, но и под
края окон, образуя краевые области, имеющие обычно сферическую
или цилиндрическую форму.
Эпитаксиальная технология позволяет получать переходы с малой
толщиной базы. Отметим, что при малой толщине высокоомного
эпитаксиального слоя /эп область, обедненная основными носителями,
может перекрыть весь эпитаксиальный слой и достигнуть сильнолеги-
рованной подложки (эффект смыкания).
210
Акцепторы
а) 5) в) ок г)
Рис. 8.18. Схема технологического процесса изготовления диффузионного пла-
нарного р-л-перехода на эпитаксиальной подложке
Важное место в изготовлении приборов занимают процессы форми-
рования невыпрямляющих (омических) контактов {ОК на рис. 8.18, г),
служащих выводами прибора. Такие контакты должны иметь малое
сопротивление, не зависящее от полярности приложенного напряжения.
Омические контакты выполняются чаще всего в виде соединения метал-
ла с сильнолегированным полупроводником. В простейшем случае
сильнолегированный слой полупроводника образуется при сплавлении
металла с полупроводником (при этом металл является донором или
акцептором). Омические контакты могут быть многослойными, т. е.
состоять из различных металлов. Например, омические контакты в
приборах из GaAs получают, напыляя вольфрам и никель с последую-
щим осаждением золота. ‘
На одной исходной подложке обычно получают несколько десятков
и даже сотен переходов. При производстве многослойных приборов,
например транзисторов, процессы фотолитографии и локальной диф-
фузии повторяют несколько раз.
Планарную технологию применяют также при создании приборов
из Ge и GaAs. Пленку SiO2 в этом случае осаждают на поверхности
полупроводника при термическом разложении кремнийорганических
соединений.
Устройство диода с мезаструктурой показано на рис. 8.19. На под-
ложке полупроводника n-типа формируют область p-типа и омические
контакты (рис. 8.19, я). Затем верхний контакт защищают фоторезистом
и через маску формируют вывод p-области требуемого диаметра.
После вытравливания металла и полупроводника остается участок
диаметром d и высотой h, возвышающийся над подложкой в виде стол-
бика (рис. 8.19, б). Подложка может быть выполнена по эпитаксиальной
технологии, что позволяет изготовлять переходы с толщиной базы,
составляющей единицы микрометров. Диаметр мезаструктуры d
(рис. 8.19, б) определяется емкостью перехода и составляет обычно
десятки — сотни микрометров; высота зависит от назначения при-
бора и, как правило, равна единицам — десяткам микрометров. Боковая
поверхность мезаструктуры может быть защищена слоем SiO2 для
уменьшения токов утечки и увеличения пробивного напряжения.
В последние годы для создания переходов с малой толщиной полу-
проводниковых слоев применяют метод ионного легирования {ионной
имплантации), при котором поверхность полупроводника бомбардируют
211
Рис. 8.19. Эпитаксиальная
мезаструктура:
а — исходная пластина с р-н-пе-
реходом и омическими контак-
тами ; б — устройство диода
Рис. 8.20. Структура диода
с барьером Шоттки, изготов-
ленного методами планарной
технологии
Ок
пучком ионов (акцепторов или доноров), сфокусированных и ускорен-
ных до высоких энергий. Глубина проникновения ионов определяется
их энергией, а степень легирования — продолжительностью облучения
мишени. При энергии частиц 100 кэВ глубина имплантированного слоя
обычно около 1 мкм.
Приборы с выпрямляющим контактом типа барьера Шоттки могут
иметь планарную конструкцию (рис. 8.20) или выполняться в виде
мезаструктуры. При их создании используется полупроводниковый
материал с одним типом электропроводности, поэтому в технологиче-
ском процессе отсутствуют операции диффузии (или ионного легирова-
ния). Основным методом получения выпрямляющего контакта является
вакуумное напыление металлических слоев на монокристалл полупровод-
ника. Большое значение для получения качественного контакта с барье-
ром Шоттки имеют состояние поверхности полупроводника и выбор
материала металлического электрода. Металлическую пленку обычно
напыляют на полупроводник, после чего ее толщину увеличивают
электролитическим осаждением или повторным напылением. Контакты
чаще всего бывают многослойными и состоят из различных металлов.
Металл для внешнего покрытия выбирают с учетом последующих
паек при монтаже прибора.
Уменьшить сопротивление объема полупроводника и улучшить отвод
теплоты от перехода в планарных и мезаструктурах можно путем
уменьшения толщины полупроводниковой подложки и замены ее мате-
риалом с большей теплопроводностью, например медью или золотом.
Конструкции таких структур, называемых приборами с интегральным
теплоотводом, показаны на рис. 8.21. Толщина полупроводниковой
структуры /стр может быть доведена до 10 — 20 мкм. Толщина медной
подложки /м обычно составляет несколько десятков — сотни микромет-
212
г)
Рис. 8.21. Планарная (а) и мезаструктура
(б) с интегральным теплоотводом; в, г, д —
последовательности технологических опе-
раций при изготовлении структуры
ров. При изготовлении таких структур на исходной (например, из низко-
омного полупроводника н + -типа) подложке толщиной /п0 эпитаксиаль-
ным наращиванием получают пленку n-материала толщиной /эп, а
затем полупроводника р+-типа с образованием р + -n-перехода (рис. 8.21, в).
После выполнения на р + -материале омического контакта на структуре
с этой же стороны гальваническим методом осаждают слой меди
большой толщины (рис. 8.21, г). С противоположной стороны шлифов-
кой и селективным травлением уменьшают толщину исходной подложки
до /п так, что толщина всей полупроводниковой структуры становится
небольшой (рис. 8.21, <)). Далее методом фотолитографии формируют
мезаструктуру (рис. 8.21, б). При монтаже структуры в корпус медное
основание припаивают к массивному держателю, поэтому такие пере-
ходы могут рассеивать мощность в десятки ватт.
Глава 9. Диоды СВЧ
§ 9.1. Устройство и эквивалентная
схема диодов
Промышленностью выпускаются различные типы диодов СВЧ, от-
личающиеся устройством, материалом и областью применения. Диодные
структуры, устройство которых рассмотрено ранее, обычно помещают
в герметичный металлокерамический корпус (рис. 9.1, а). Это обеспечивает
их механическую и климатическую устойчивость. В соответствии с об-
щей тенденцией миниатюризации приборов и устройств, а также для
уменьшения паразитных параметров диоды монтируют в корпусы ма-
213
Рис. 9.1. Устройство диодов СВЧ:
1 — ножка с держателем структуры; 2 - керамическая втулка (корпус); 3 - диодная струк-
тура; 4 — вывод; 5 — крышка; 6 — фланец; 7 — кольцо припоя; 8 — защитный слой ком-
паунда; 9 — металлическая пленка
2 3 4 9
лых размеров. Размеры корпуса связаны с уровнем рабочей мощности
диодов.
Базу диодной структуры 3 припаивают к медному держателю 1.
Второй вывод структуры присоединяют термокомпрессией к тонкой
золотой проволочке 4, которую в свою очередь припаивают к флан-
цу б (рис. 9.1, а). Фланец и держатель спаяны с керамической
втулкой 2 с помощью колец из твердого припоя. Для герметичности
корпуса крышку 5 сваривают с фланцем электроконтактным, электрон-
но-лучевым или лазерным методом. Для повышения поверхностной
проводимости, улучшения контактов и обеспечения коррозионной
стойкости металлические детали покрывают пленкой Ag или Au. Держа-
тель и крышка могут иметь ножку (рис. 9.1, а) или быть плоскими
(рис. 9.1,6). Таблеточный корпус (рис. 9.1, в) удобен для включения
в полосковую линию и в волновод суженного сечения. Корпус мощ-
ного диода (рис. 9.1, е) состоит из массивного держателя и крышки
для улучшения теплоотвода при монтаже диода в устройстве.
Диоды могут быть бескорпусными, когда их диодные структуры
защищены от влияния внешней среды только слоем эпоксидного
компаунда или лака (рис. 9.1, г, <)). В этом случае базу структуры
припаивают к держателю, а эмиттер диода термокомпрессией соеди-
няют с ленточными выводами. Такие конструкции удобны для вклю-
чения в микрополосковую линию передачи (МПЛ). Если диод необ-
ходимо включить в МПЛ последовательно, то используют также
специальные корпусы (рис. 9.1, ж). Диодную структуру 3 при этом
припаивают к металлизированному керамическому держателю 2 (метал-
лизированные участки корпуса показаны на рисунке жирной линией),
площадками 9 диод припаивают к полосковому проводнику МПЛ.
Для включения в гибридные интегральные микросхемы удобна бескор-
пусная конструкция диодов с балочными выводами (рис. 9.2), в которой
оба вывода диода 2 формируют в одной плоскости и соединяют
с полупроводниковой структурой с помощью окон в изолирующей
диэлектрической пленке 1.
В эквивалентной схеме диодов СВЧ для переменной составляющей
214
2
Рис. 9.2. Устройство диода с
барьером Шоттки и балочными
выводами:
I — диэлектрическая пленка; 2 —
выводы
Рис. 9.3. Эквивалентная схема
СВЧ-диода
сигнала необходимо учитывать и параметры корпуса. В общем случае
диоду соответствует эквивалентная схема, изображенная на рис. 9.3.
Следует отметить, что эквивалентную схему с сосредоточенными
параметрами правомерно приводить в соответствие диоду только
тогда, когда размеры полупроводниковой структуры и корпуса малы
по сравнению с рабочей длиной волны. В такой схеме свойства
р-и-перехода или контакта металл — полупроводник отображаются в
виде эквивалентного сопротивления Z„ = R + jX, значение которого
определяется устройством и типом перехода, напряжением, приложен-
ным к диоду, температурой. Величина Zn учитывает диффузионную
и барьерную емкости, а также дифференциальное сопротивление перехо-
да (см. рис. 8.9,6).
Емкость корпуса Скор зависит от его размеров (прежде всего от
диаметра и высоты керамической втулки), а также конструкции
держателя. Типичные значения Скор для современных корпусных диодов
составляют 0,15 — 0,4 пФ, для бескорпусных диодов емкость между
выводами диода без учета емкости перехода может составлять
0,05-0,1 пФ. Так как значения Скор для диодов СВЧ соизмеримы с
емкостью перехода, то эта величина должна учитываться при анализе
схем. Таким образом, полная емкость диода С = Сдиф + CGap + Скор.
Емкость СВЧ-диодов обычно лежит в интервале от нескольких
пикофарад до 0,1 пФ. Большие значения С характерны для приборов
дециметрового диапазона длин волн, меньшие — для приборов санти-
метрового и миллиметрового диапазонов. В эквивалентной схеме индук-
тивность выводов отображают путем включения Lnoc. Значения £пос
составляют 0,1-0,4 нГн. Индуктивность точечных диодов может
достигать 1 — 2 нГн. Индуктивность Епос вносит заметный вклад в
полное сопротивление уже на частотах сантиметрового диапазона. Для
ее уменьшения используют несколько проволочек или сетку, соеди-
215
няющую полупроводниковую структуру с фланцем (см. рис. 9. !,</), и
уменьшают высоту корпуса.
Активным сопротивлением гпос = гук + гпп учитывают сопротивление
объема полупроводника, омических контактов и выводов диода. Сопро-
тивление омических контактов и выводов составляет обычно ~ 0,1 Ом.
Для точечных диодов, у которых форма контакта может быть близ-
ка к сферической, а толщина базы велика, сопротивление гп„ =
= рБ/(л^к), называемое также сопротивлением растекания, определяется
радиусом технологического контакта dK/2 и значением удельного
сопротивления материала базы рБ = 1/(еУБ|1Б). При малом радиусе
контакта оно может быть большим (гпп 5= 10 Ом).
Для эпитаксиальных диодов сопротивление полупроводника склады-
вается из сопротивления эпитаксиального слоя и сопротивления
растекания подложки:
'пп = Рэп (?эп - IJ/S + pn/(2rf), (9.1)
где р,п — удельное сопротивление эпитаксиального слоя; рп — удельное
сопротивление подложки; S — площадь перехода; Ц — толщина обед-
ненного слоя (см. рис. 8.20), зависящая от напряжения смещения для
резкого перехода [см. (8.17)]. Если подложка толстая, то на высоких
частотах следует учитывать эффект вытеснения к поверхности подложки
СВЧ-тока, протекающего через базу диода (см. рис. 8.20 для планар-
ных и рис. 8.19 для мезадиодов). Считая, что СВЧ-токи протекают
в радиальном направлении от перехода к периферии подложки, а
затем по цилиндрической поверхности подложки в слое толщиной 5,
сопротивление растекания можно определить как
г = — + pn (In — + 2
пп 2d+2^\ d+ d)’
где 5 = ]/2рп/(со|1Ц0) — глубина проникновения СВЧ-поля в полупро-
водник; рп/(2л8) х ]/рп/, Ом; рп выражено в Ом-см; /—в ГГц.
Поверхностный эффект существенно влияет на сопротивление диода
на высоких частотах, поэтому в приборах миллиметрового диапазона
длин волн особенно важно уменьшать толщину и диаметр базы,
например за счет использования конструкции диода с интегральным
теплоотводом.
На контактах и в объеме полупроводника рассеивается СВЧ-мощ-
ность. Чтобы потери мощности были минимальны, помимо уменьше-
ния толщины базы следует увеличивать уровень легирования базы.
Однако при увеличении концентрации носителей в базе снижается
пробивное напряжение перехода и возрастает емкость диода. Исполь-
зование эпитаксиальных конструкций с тонкой базой и низкоомной
подложкой позволяет уменьшить сопротивление потерь. Вместе с тем
такие структуры имеют достаточно большое пробивное напряжение,
поскольку переход расположен в высокоомной эпитаксиальной пленке.
У современных диодов СВЧ значение активного сопротивления базы
и контактов равно 0,5 — 2 Ом.
На практике основные параметры устройств, в которых исполь-
216
зоваиы СВЧ-диоды, определяются в основном произведением Сгпос.
Соответствующий параметр для диодов различных типов обозначают
по-разному. Говорят, например, о предельной (или критической) частоте
диода /пред при заданном напряжении смещения:
/пред = 1/(2тггпосС). (9.2)
Добротностью диода <2Д на заданной частоте f называют величину
ед = 1/(<осгпос)=/пред//.
Наконец, вводят понятие постоянной времени диода
= > пос-С = пред)*
Чем меньше значение гпосС, тем на более высоких частотах
можно использовать диод, тем при прочих равных условиях выше его
качество.
Для точечных и диффузионных диодов при отрицательном и нулевом
смещении произведение гпосС можно выразить через параметры базовой
области:
гпосС ~ rf/(NV2Hs),
откуда следует, что произведение гпосС уменьшается с уменьшением
диаметра перехода. Однако уменьшение площади перехода ухудшает
условия для отвода теплоты от диода. В эпитаксиальных приборах
с низкоомной подложкой основной вклад в гпос вносит первый член
выражения (9.1). В этом случае произведение гпосС пропорционально
толщине эпитаксиального слоя и слабо зависит от диаметра перехода:
гпосС ~ //(цэп^эп)* Таким образом, в эпитаксиальных приборах можно
использовать переходы большой площади, что увеличивает их мощ-
ность при сохранении высокой предельной частоты. Поскольку при
увеличении концентрации примеси подвижность носителей уменьшается,
существуют оптимальные значения ЦэпА™2 и уровня легирования
для каждого материала при работе с заданным напряжением смещения.
Применение и-GaAs, характеризующегося высокой подвижностью основ-
ных носителей заряда, позволяет увеличить предельные частоты диодов
СВЧ. Так, при диаметрах перехода 10 — 40 мкм и N3n = 1016ч-1017 см-3
предельные частоты эпитаксиальных диодов достигают 300 — 500 ГГц.
Для полупроводниковых приборов СВЧ с малой площадью перехода
важно значение максимальной мощности, которую прибор может гене-
рировать, усиливать или преобразовывать, поскольку при перегреве
прибор может выйти из строя из-за проплавления структуры. Однако и
при меньших температурах вследствие изменения свойств материала
параметры диода (или устройства) могут оказаться неприемлемыми
и выходить за пределы технических условий на изделие. Предельные
режимы работы полупроводниковых приборов СВЧ определяются
несколькими параметрами, к которым, в частности, относится мак-
симально допустимая рассеиваемая диодом мощность в непрерывном
режиме Ррастах* При рассеянии мощности, не превышающей Ррас,пах,
гарантируются длительная работа прибора и постоянство его основных
параметров. Для некоторых типов диодов указывают не Ррастах, а
217
максимальную падающую на диод мощность. Часто вместо Траста.х
задают тепловое сопротивление (°С/Вт)
RT = ЛТ/Ррас = (Ттач - Т0)/Ррас, (9.3)
где Д Г — перегрев диода относительно температуры окружающей среды
То; Ртах — температура наиболее нагретой области прибора. Макси-
мально допустимая рассеиваемая мощность определяется максимально
допустимой температурой диода Тдоптах.
Ррастах “ (Тдоптах T0)/Rp.
Для приборов на основе Ge максимально допустимой температурой
считают 100 °C, для приборов из Si и GaAs — обычно 150 — 200 °C.
Тепловое сопротивление зависит от конструкции прибора и мате-
риала, из которого он изготовлен. Так, тепловое сопротивление
диода с мезаструктурой (см. рис. 8.19), определяется теплопровод-
ностью участка мезаструктуры от области выделения теплоты до
подложки, длина которой / < й, теплопроводностью подложки, имеющей
толщину /п, тепловым контактом мезаструктуры с подложкой, а также
подложки с держателем структуры и может быть приближенно рас-
считано по формуле
Rt — 4//(XTn7td2) + /n/(^-TnSn) + Л. j/(2ХтП</) + R.,,.
Здесь Хтп — коэффициент теплопроводности полупроводника; —
площадь подложки; At — коэффициент, зависящий от размеров структу-
ры (при D»d и больших 1„ значение At близко к единице);
RTK — тепловое сопротивление контакта структуры с медным держате-
лем диода и вывода диода. Обычно значения RTK невелики.
Тепловое сопротивление определяется площадью перехода, толщиной
эпитаксиального слоя и толщиной подложки и составляет для диодов
СВЧ от единиц (у приборов с тонкой базой и интегральным тепло-
отводом) до сотен °С/Вт (у диодов с малой емкостью).
При работе в импульсном режиме перегрев структуры зависит от
длительности импульсов тимп, частоты их посылок /повт и тепловой
постоянной диода тг, которая для диодов СВЧ лежит в интервале от
долей микросекунды (для точечных диодов) до миллисекунд (для
мощных приборов). Расчет теплового режима при импульсном нагреве
позволяет получить приближенное аналитическое выражение для пере-
грева структуры [26]:
ДТ = Ртах - То = Ррас^т(1- £-^^/(1 - е~'../Ч), (9.4)
где fn = 1//повт — период повторения импульсов. Предельные режимы
диода при импульсной работе характеризуют максимально допусти-
мой импульсной рассеиваемой мощностью Р„.растах. Из (9.4) получаем
Трастах = Трастах (1 ~
При работе на длинных импульсах, когда тичп » тг и tn » тг, тепло-
вой режим диода аналогичен тепловому режиму при непрерывной
работе и Рн растах = Трастах. В режиме коротких импульсов при малой
частоте посылок, когда т„мп « тг, но tn » тг, перегрев диода пропор-
218
ционален длительности импульса и
Ри. растах Ррастах^т/^имп* При работе
с короткими импульсами при высокой
частоте следования (т„мп < тг, tn > тг) тем-
пература диода не успевает сильно из-
мениться за время импульса и время
паузы, поэтому перегрев определяется
средней подводимой к диоду мощ-
ностью Ри растах Ррастах/("^имп/'повт)-
При работе прибора на очень ко-
ротких импульсах, длительность кото-
рых много меньше тепловой постоянной
диода, важную роль играет не только
Рис. 9.4. Огибающая сигнала,
просачивающегося через раз-
рядник защиты приемника
значение рассеиваемой мощ-
ности, но и энергия, которая может быть рассеяна в диоде без
нарушения его параметров или без выхода его из строя. Значение
максимально допустимой энергии импульсов выражается в джоулях
или эргах (1 эрг =10 " Дж). Такие режимы характерны для при-
боров, которые работают во входных цепях радиолокационных
приемников и защищены от попадания на них мощности
передатчика разрядниками. При использовании в антенном
переключателе резонансных разрядников без последующего твердотель-
ного ограничителя просачивающийся импульс имеет вид, показанный
на рис. 9.4. Длительность пика просачивающегося сигнала для разряд-
ников ~ 10“ 8 с. Для мощных приборов, имеющих тепловую постоянную
порядка 10“3 — 10“4 с, выражение (9.4) может оказаться непримени-
мым уже при микросекундных длительностях импульса.
§ 9.2. Детекторные и
смесительные диоды
Детекторные диоды используют в простейших приемных устрой-
ствах СВЧ-диапазона и в измерительной технике для преобразования
высокочастотного сигнала в ток, изменяющийся с частотой модуляции.
Значение тока определяется падающей СВЧ-мощностью.
Работа детекторных устройств основана на нелинейности вольт-
амперной характеристики полупроводниковых диодов. В СВЧ-диапазоне
в качестве детекторов применяют диоды, в которых отсутствует
инжекция неосновных носителей и барьерная емкость равна нулю, а
нелинейность вольт-амперной характеристики сохраняется на частотах
сантиметрового и миллиметрового диапазона. К ним относятся диоды
с контактом типа металл — полупроводник и туннельные
диоды.
Пусть малое СВЧ-напряжение с частотой со и амплитудой U„,
приложено к переходу диода, вольт-амперная характеристика которого
описывается уравнением
I = Is(eu/{nkT) - 1), (9.5)
где п— 1,1-т-1,5 для диодов Шоттки, п = 1,54-2 для точечных диодов;
219
Рис. 9.5. Структурная схема детек-
тирующего устройства
TJ = + U„, sin cot. Используя разложение (9.5) в ряд, получим
1,2г гг2 /,2г т/2
I (U) - 10+--—- + I[bUm sin cot----- cos 2cot.
b = e/(nkT); Л = Io + Is.
Отсюда следует, что на частоте сигнала активное сопротивление пере-
хода гп = l/(Mi) = пкТ/[е(10 + /s)], а выпрямленный ток, обусловленный
входной СВЧ-мощностью, пропорционален квадрату высокочастотного
напряжения Um на переходе, т. е. детектирование является квадратич-
ным: Л70 = Ь2Ци2т/4 = ЬРа/2, где Рп = 0,517%/га - СВЧ-мощность, по-
глощенная в переходе.
Если диод устанавливают в линию передачи (рис. 9.5) с согла-
сующими элементами 1 и фильтром нижних частот 2 на выходе,
то образуется детекторная камера. При этом реактивные параметры
диодной структуры и корпуса диода Lnoc, Скор, Сбар могут быть
отнесены к согласующему четырехполюснику. В режиме согласования
вся входная мощность рассеивается в диоде, причем отношение
мощности, поглощаемой в переходе, к полной рассеиваемой в диоде
мощности
Рп __1=1
1 Р Лтос/^п 1 Р пос Ап "k /(^посУ пред)
Таким образом, потери входного сигнала, связанные с емкостью
и сопротивлением диода,
L = 101g [1 + тпос/тп 4- rnf2/(тпос/2пред)]. (9.6)
Для уменьшения потерь и повышения чувствительности детектора
необходимо снижать значения гпос и Сбар диода, а также использовать
диоды, предельная частота которых много больше рабочей частоты.
Поэтому диаметр контакта детекторных диодов невелик и составляет
10 — 20 мкм для диодов сантиметрового диапазона и уменьшается до
нескольких микрометров для диодов миллиметрового диапазона длин
волн. Чувствительность диода по току р определяется как отношение
приращения выпрямленного тока в результате воздействия входного
сигнала при коротком замыкании выходной цепи детектора к мощ-
ности входного сигнала:
О __ ^кз _ ЬРПГП _
^вх 2Рвх(гп + гпос)
е 1
2nkT (1 + гпос/гп)2 [1 + го2гпосг2С2бар/(гпос + гп)] ’
откуда предельное значение чувствительности диода равно е/(2пкТ) %
220
® 20А/Вт. У реальных диодов чувствительность по току составляет
несколько A/Вт. Сопротивление перехода зависит от выпрямленного
тока, поэтому наибольшая чувствительность достигается при небольшом
прямом смещении, когда ток равен 10—100 мкА.
Детекторные диоды, используемые для измерительных целей, должны
иметь широкий диапазон изменения входной мощности, при котором
сохраняется квадратичное детектирование. В этом случае не требуется
калибровать детектор для измерения ослабления или усиления устройств
СВЧ, поскольку L= 101g РВХ/РВЬ1Х = lOlg/j/P, где /2 — выпрямленный
ток детектора при подаче входной и выходной мощности. Обычно
отклонение характеристики от квадратичной наступает при мощности
~ 100 мкВт. Минимальная мощность, которую можно обнаружить
детекторным диодом, составляет 10~8 — 10"9 Вт. Этот предел опреде-
ляется шумовыми характеристиками диода и шумами последующего
низкочастотного усилителя — видеоусилителя. Шумы диода состоят из
теплового (белого) шума, мощность которого не зависит от частоты,
а также частотно-зависимой составляющей, называемой обычно флик-
кер-шумом. Мощность белого шума Рш ном = пшкТA f, где нш — шумо-
вое отношение; А/ — полоса частот усилителя; к — постоянная Больц-
мана; Т — температура диода (в номинальном режиме Т = То = 290 К).
Тепловой шум обусловлен дробовым эффектом при протекании тока
и шумами, возникающими при хаотическом движении носителей заряда.
Шумовое отношение можно выразить через шумовое сопротивление
гш, коэффициент шума F или шумовую температуру: пш = гш/гв|,,х =
= F — 1 = Тш/Тд, где гвых — выходное сопротивление диода для видео-
сигнала. Шумовое отношение зависит от тока и имеет минимальное
значение при нулевом смещении. Фликкер-шум наблюдается на сравни-
тельно низких частотах. Он связан с поверхностными и рекомбина-
ционными эффектами в приборе.
Отношение сигнала к номинальной мощности шума на выходе де-
текторного приемника
5/Рш.„ом = Р2Р^^х/[^ТоАЖь,хиш + Гшв)] = М2Р2х/(4кТ0Д/). (9.7)
Здесь Л/ Р^вых/ р НщГвых "Ь гшв — р гвь1х/|/пш + FB 1 параметр, на-
зываемый коэффициентом качества (добротностью) диода, [Вт-1/2];
гшв, FB — шумовое сопротивление и коэффициент шума видеоусилителя.
При измерениях обычно принимается гшв = 1000 Ом, А/ = 1 МГц.
Выражение (9.7) позволяет определить входную мощность, когда отно-
шение сигнал/шум равно единице. Уровень мощности Р1Ц, при котором
оператор способен различить на выходном индикаторе приемника сигнал
на фоне шума, превышает эту величину примерно на 4 дБ. Величина
Plg называется тангенциальной чувствительностью и выражается в де-
цибелах относительно 1 мВт.
Промышленность выпускает как точечные детекторные диоды, так и
эпитаксиальные диоды с барьером Шоттки и обращенные диоды.
Конструктивно точечные диоды оформляют в керамических корпусах
больших размеров. Диоды с барьером Шоттки и обращенные диоды
выпускаются в малогабаритных корпусах и имеют одну из конструк-
ций, изображенных на рис. 9.1. Их чувствительность при нулевом
221
смещении выше, чем у точечных диодов, а шумы при низких часто-
тах модуляции ниже.
Использование смесительных диодов в супергетеродинных прием-
никах СВЧ позволяет повысить их чувствительность по сравнению
с простым детектированием СВЧ сигнала на 30 — 40 дБ. Смеситель-
ный диод обеспечивает преобразование слабого принимаемого сигнала
с частотой /с в сигнал с промежуточной частотой /п. Для этого на
диод подается сравнительно большая мощность от местного генера-
тора (гетеродина) на частоте /г. Преобразование частоты обусловлено
нелинейностью вольт-амперной характеристики диода. Промежуточная
частота, равная разности частот сигнала и гетеродина /п = | /г — fc |,
выбирается достаточно высокой и составляет обычно десятки мега-
герц (чтобы не сказывался фликкер-шум диода). Сигнал промежуточ-
ной частоты усиливается далее малошумящим транзисторным усилите-
лем с последующим детектированием для выделения амплитудно- или
частотно-модулированной составляющей входного сигнала. В качестве
смесителей используют такие же полупроводниковые структуры, как и
для детектирования (точечные диоды и диоды с барьером
Шоттки).
Важным параметром смесительного диода являются потери преоб-
разования Спр5, равные отношению мощности СВЧ-сигнала Рс к мощ-
ности сигнала на промежуточной частоте Рт и выражаемые обычно
в децибелах: £пр6 = 10lg(/’c//’n4). В общем случае .можно выделить три
составляющие потерь. Первая зависит от степени согласования диода
с источником СВЧ-сигнала. Вторая связана с тем, что диод имеет
сопротивление гпос, а также С5ар. Эти потери определяются выраже-
нием (9.6). Поэтому смесительные диоды СВЧ должны иметь высокую
предельную частоту и малую емкость диодной структуры. Третья состав-
ляющая потерь обусловлена тем, что преобразование сигнала по
частоте производится на нелинейном участке вольт-амперной харак-
теристики диода и определяется ее видом, а также нагрузкой диода на
частотных составляющих и мощностью гетеродина. Основное влияние
на потери преобразования оказывают комбинационные колебания так
называемой зеркальной частоты f3 = 2fv — fc.
В простых смесительных устройствах нагрузка диода на частоте
сигнала и на зеркальной частоте практически одинакова, поскольку
промежуточная частота много меньше частот сигнала и гетеродина
(такое смесительное устройство называют широкополосным). В этом ре-
жиме проводят измерение основных параметров смесительных диодов.
В широкополосном смесителе часть входного сигнала, преобра-
зованная в зеркальную частоту, теряется бесполезно. В резуль-
тате потери преобразования широкополосного смесителя не могут быть
меньше 3 дБ. Современные смесительные диоды сантиметрового диапа-
зона длин волн имеют потери преобразования 4—5 дБ, в милли-
метровом диапазоне потери возрастают до 6 дБ и более.
В узкополосных смесителях нагрузка диода неодинакова на частоте
сигнала и зеркальной частоте. Узкополосные смесители обеспечивают
минимальные потери преобразования, но конструктивно слож-
нее [18].
222
Потери преобразования оказывают существенное влияние на значе-
ние коэффициента шума смесительного диода FC4. По определению,
коэффициент шума равен отношению сигнал/шум на входе—и—выходе
прибора:
Fcm выхД^ш. вх^пч)
где Lnp6 выражено в относительных единицах; Ршвх = /сТ0А/. Как и
для детекторного диода, шумовое отношение смесительного диода
зависит от тока; для диодов Шоттки оно равно приблизительно
единице, для точечных диодов нш ~2 на промежуточных частотах
более 1 МГц. На низких промежуточных частотах, характерных для
радиолокационных устройств, принцип действия которых основан на
эффекте Доплера, шумовое отношение и коэффициент шума смеситель-
ных диодов возрастают за счет фликкер-шума. Это наиболее заметно
для точечных диодов.
Общий коэффициент шума смесителя с усилителем промежуточной
частоты определяется как
F FCM Д1рб (РуПЧ 1) ^-прб («ш “Ь ^УПЧ 1)’
где Купи — коэффициент шума УПЧ в относительных единицах (обыч-
но полагают Fyn4 = 1,4 или 1,5 дБ). В этом случае нормированный
коэффициент шума смесительного устройства FHpM = Спр6 (пш + 0,4).
Коэффициент шума и потери преобразования зависят от мощности
гетеродина и обычно имеют минимальное значение при мощности
1 — 3 мВт.
Во входных цепях современных радиоприемных устройств чаще
всего используются балансные смесители, представляющие собой две
смесительные камеры, которые подключены к плечам СВЧ-моста. В два
других плеча моста поступают принимаемый сигнал и мощность
от гетеродина. Важной особенностью балансного смесителя является
возможность подавления в них амплитудных шумов гетеродина. В
микрополосковом балансном смесителе (рис. 9.6) диоды включены в пле-
чах шлейфового моста 1. Короткозамкнутый четвертьволновый шлейф
2 служит для замыкания цепей диодов по постоянному току и току ПЧ.
Низкоомные разомкнутые четвертьволновые шлейфы 3 обеспечивают
короткое замыкание для СВЧ-токов на выходе диодов. Развязка цепей
СВЧ и ПЧ осуществляется фильтром на отрезках МПЛ 4 и 5.
7 2 3
Рис. 9.6. Топологическая схема микро-
полоскового балансного смесителя
223
§ 9.3. Диоды с управляемой емкостью
Характерным свойством диодов с р-н-переходом и с барьером Шот-
тки является зависимость емкости перехода от приложенного напря-
жения. При изменении напряжения диод работает как переменная
реактивность, поскольку при отрицательном смещении активная прово-
димость перехода и последовательное сопротивление потерь диода малы.
Диоды с управляемой емкостью, называемые также варакторными
диодами, применяются в диапазоне СВЧ в параметрических усилите-
лях, умножителях частоты, а также в качестве переменной емкости
для электрической перестройки частоты генераторов, усилителей и
других резонансных устройств. Соответственно такие диоды называют
параметрическими, умножителъными и варикапами.
Параметрические усилители. В параметрических усилителях (ПУ)
усиление колебаний происходит за счет преобразования энергии гене-
ратора накачки в полезный сигнал на нелинейном реактивном элемен-
те, в качестве которого используют полупроводниковый диод. Для
пояснения принципа параметрического усиления рассмотрим коле-
бательный LC-контур (рис. 9.7, а), емкость которого меняется с часто-
той, вдвое превышающей резонансную частоту контура (рис. 9.7,6).
Пусть емкость увеличивается в моменты времени, когда напряжение на
конденсаторе (7С равно нулю, и уменьшается при максимальном
значении напряжения. Поскольку заряд конденсатора qc = CUc не может
изменяться мгновенно, уменьшение емкости сопровождается ростом
напряжения (рис. 9.7, б). Таким образом, периодическое изменение одного
из параметров контура, в данном случае емкости, приводит к уси-
лению колебаний. Энергия, затраченная на изменение емкости конден-
сатора, преобразуется в энергию электромагнитных колебаний. При
использовании в качестве переменной емкости полупроводникового
диода значение емкости меняется за счет подачи от генератора накач-
ки на обратносмещенный диод достаточно мощных колебаний с
частотой /н.
Основным преимуществом ПУ по сравнению с другими усилите-
лями СВЧ является низкий уровень шумов, что связано с исполь-
зованием,в ПУ полупроводниковых диодов, работающих при обратном
Рис. 9.7. К пояснению принципа работы параметрического усилителя
224
смещении в режиме очень малых токов. Простейшие ПУ, когда
частота накачки вдвое превышает частоту сигнала, используют редко.
Более высокие значения параметров прибора и большую стабильность
работы удается реализовать в усилителях, в которых частоты сигнала
и накачки сильно различаются и, как правило, не кратны. Такие
усилители имеют дополнительный контур, настроенный на холостую
частоту Д =/н -/с.
Наиболее широко используют ПУ отражательного типа, имеющие
общий вход и выход (рис. 9.8), в схему которых включают цирку-
лятор, служащий для разделения входного и выходного сигналов в
одной линии передачи. Фильтры 1 во входной цепи и в цепи
генератора накачки пропускают колебания на частотах /с и fu и служат
для развязки цепей накачки, сигнала и холостой частоты, а также
для уменьшения потерь в контурах ПУ. Трансформатор сопротивлений
2 во входной цепи позволяет осуществить требуемую степень связи
сигнального контура с линией передачи для получения заданного
коэффициента усиления. В цепь накачки включен согласующий
трансформатор 3.
Мощность Р„, подводимая к диоду от генератора накачки, на
несколько порядков больше мощности входного сигнала Рп. Поэтому
можно приближенно считать, что переменная во времени емкость
диода меняется только с частотой накачки:
С = Со + С,„ sin o„t; С,„ = тС0, (9.8)
где т — коэффициент модуляции емкости. Ток через диод
'д = dqjdt = (dqJdU) (dUa/dt) = CadUa/dt, (9.9)
где Ua = C7csintocr + Uc, Ux — напряжение на диоде, сигналь-
ном и холостом контурах. В результате воздействия входного сигнала
на частоте о>с и преобразования его на нелинейной емкости в коле-
бания холостой частоты и, на холостом контуре возникает напряжение
1/х. Под действием этого напряжения в результате вторичного преоб-
разования частоты сд в сос в диоде на сигнальном контуре появ-
ляется дополнительное напряжение,
напряжение на сигнальном контуре
Uc =(1 + а + а2 +...) Пвх = 17вх/(1 — а),
где а — коэффициент регенерации
усилителя, равный
« = 0,25m2 C^x(oc/(GxGno,H). (9.10)
Здесь GnMH — полная активная про-
водимость сигнального контура,
учитывающая трансформирован-
ное сопротивление источника сиг-
нала и потери в диоде; Gx —
активная проводимость холостого
контура с учетом потерь в диоде.
Из выражения (9.10) следует,
что при а < 1 устройство будет
8 Электронные приборы СВЧ
синфазное с UBV Из (9.8) и (9.9)
Рис. 9.8. Структурная схема двухкон-
турного параметрического усилителя
отражательного типа
225
усилителем, при а > 1 — генератором. Таким образом, рассматриваемый
ПУ является регенеративным усилителем. Если усиленное напряжение
снимать с холостого контура, тогда ПУ называют усилителем-
преобразователем, поскольку частота выходного сигнала не будет
совпадать с частотой входного сигнала и усиление по мощности
будет сопровождаться преобразованием частоты.
Как отмечалось в § 2.1, в регенеративном усилителе при увели-
чении коэффициента регенерации а может быть получен любой коэф-
фициент усиления. Однако при этом будет уже рабочая полоса частот,
а также ухудшится стабильность усилителя (например, будет сказы-
ваться изменение мощности накачки, температуры и других условий).
Поэтому на практике коэффициенты усиления на один каскад, которые
имеют ПУ, находятся в пределах 10—18 дБ. Этого вполне достаточно
для того, чтобы шумы последующих каскадов усиления слабо сказы-
вались на общем коэффициенте шума приемника. Полоса частот ПУ
с простым сигнальным контуром составляет 2 — 8% в зависимости
от рабочей частоты и коэффициента усиления. Если в сигнальную
цепь прибора включить компенсирующие контуры, то полосу частот
можно расширить в 2 — 3 раза. В тех случаях, когда применяют
многокаскадные ПУ с общим коэффициентом усиления 20 — 30 дБ,
уменьшение коэффициента усиления на один каскад до 10 дБ позво-
ляет расширить полосу частот каждого каскада и всего усилителя.
Так как эффективное усиление регенеративный усилитель обеспечи-
вает при коэффициенте регенерации, близком к единице, проанализируем
выражение (9.10). Активные проводимости холостого и сигнального
контуров учитывают потери в диоде и поэтому не могут быть
меньше йхСогпос и ^cCoGioc соответственно. Поэтому
а 0,25ш2/с/2пР=я/(/х/с),
(9.П)
где /Иред — предельная частота диода. Коэффициент модуляции емкости
т определяется мощностью генератора накачки и вольт-амперной
характеристикой диода. Для диодов с резким переходом и диодов с
барьером Шоттки максимальное значение т может достигать 0,5 —0,7.
Следует отметить, что суммарное напряжение смещения и накачки не
должно превышать напряжения пробоя диода, а работа в области
положительных напряжений нежелательна во избежание возрастания
коэффициента шума усилителя вследствие дробовых шумов диода. Для
уменьшения шумов обычно выбирают такой режим ПУ, когда частота
накачки значительно превышает частоту сигнала. Отношение холостой
частоты к частоте сигнала /х//с в усилителях миллиметрового диапа-
зона длин волн около единицы, для сантиметрового диапазона оно
возрастает до 3 — 7. Как следует из (9.11), высокие коэффициенты
усиления ПУ могут быть получены только при использовании диодов
с большими предельными частотами (малыми значениями постоянной
времени диода), когда (/Пред//с)2 » 1- Амплитудные характеристики
ПУ линейны до мощностей порядка 1 мкВт, причем динамический
диапазон усилителя расширяется при увеличении мощности накачки.
Основным источником шумов ПУ являются тепловые шумы за
счет потерь в сигнальном и холостом контурах, включая потери в диоде.
226
Рис. 9.9. Топологическая схема параметри-
ческого усилителя
80 К). При глубоком охлаждении
Коэффициент шума иеохлажда-
емого ПУ может достигать 1 —
2 дБ в усилителях сантимет-
рового диапазона длин волн,
> де удается обеспечить большое
отношение частот накачки и сиг-
нала и высокую добротность
параметрического диода. Эф-
фективным способом уменьше-
ния коэффициента шума ПУ яв-
ляется его охлаждение. Коэффи-
циент шума охлаждаемого ПУ
сантиметрового диапазона мо-
жет быть меньше 1 дБ
(шумовая температура менее
шумы ПУ сравнимы с шумами квантовых усилителей (мазеров) [6].
Схема устройства ПУ трехсантиметрового диапазона длин волн
показана на рис. 9.9. В усилителе использована микрополосковая линия
передачи (МПЛ) 4, 5 с параллельным включением диода 7 в линию.
Мощность от генератора накачки подводится по прямоугольному
волноводу 2. Связь волновода с МПЛ осуществляется с помощью
штыря 3, соединенного с полосковым проводником МПЛ 5. Согласо-
вание с генератором накачки достигается выбором глубины погру-
жения штыря и расстояния от него до короткозамыкающего поршня,
а также положением четвертьволнового разомкнутого шлейфа 8, обес-
печивающего развязку цепей накачки и сигнала. Волновод является
запредельным для сигнальной и холостой частот, поэтому дополни-
тельные фильтры в цепи накачки отсутствуют. Холостой контур обра-
зован индуктивностью диода, емкостью полупроводниковой структуры
при рабочем смещении и четвертьволновым разомкнутым шлейфом 9,
служащим для замыкания токов холостой частоты в последователь-
ном контуре. Сигнальный контур формируется разомкнутым шлейфом 6
и отрезком МПЛ длиной lt + /2. Фильтр 7 в цепи подачи смещения
на диод образован четвертьволновыми отрезками МПЛ-линий; он
обеспечивает высокое входное сопротивление на частоте сигнала.
Параметрические усилители используют во всем сантиметровом
диапазоне длин волн, а также на миллиметровых волнах. Необходи-
мость применения генератора накачки мощностью 20 — 100 мВт, ста-
билизирующих и охлаждающих систем увеличивает массу и размеры
усилителя, что ограничивает широкое использование ПУ в СВЧ-
приемниках. В последние годы разработаны эпитаксиальные диоды
с барьером Шоттки на основе GaAs, отличающиеся малыми значе-
ниями гпос и предназначенные для работы в миллиметровом диапазоне
длин волн. Диоды, используемые в охлаждаемых ПУ, работают при
криогенных температурах. В качестве материала таких диодов обычно
используют GaAs с высокой концентрацией примеси в базовой области.
У множительные диоды. Нелинейные свойства полупроводниковых
диодов позволяют создавать на их основе умножители частоты СВЧ-
диапазона длин волн. Под воздействием мощного сигнала частоты f\
8*
227
в нелинейном элементе появляются составляющие тока на частотах
гармоник n/j. Анализ работы умножителей показывает, что для получе-
ния больших к. п.д. преобразования мощности на основной частоте
Р1 в мощность выходной гармоники т|„ = целесообразно исполь-
зовать нелинейную вольт-фарадную характеристику С (U) диода при об-
ратном смещении, а не нелинейную вольт-амперную характеристику
I (U) при прямом смещении. При умножении частоты на нелинейном
активном сопротивлении т|„ 1/п2. На нелинейном реактивном элемен-
те без потерь можно получить к.п.д. преобразования, близкий к 100%,
при условии короткого замыкания всех гармоник, помимо первой и
и-й. Умножители на основе полупроводниковых диодов с малыми
потерями (малыми т„ос) используют в деци-, санти- и миллиметровом
диапазонах длин волн.
Схема умножителя частоты с параллельным включением диода в
линию показана на рис. 9.10. Мощность подается на у множительный
диод через согласующий трансформатор 7р,. Фильтр Ф, во входной
цепи пропускает сигнал с частотой в выходной Ф2 — с частотой
л/,. Имеется также трансформатор сопротивлений Тр2 в выходной цепи
умножителя. Один из возможных вариантов умножителя в микро-
полосковом исполнении показан на рис. 9.11. Разомкнутый шлейф I
компенсирует реактивное сопротивление диода на частоте шлейф 3
длиной Х1/(4п) осуществляет развязку входной и выходной цепей на
выходной частоте, обеспечивая режим короткого замыкания в точке В
и бесконечно большое сопротивление входной цепи со стороны диода.
Разомкнутый шлейф 4 в выходной цепи введен для согласования
диода с выходом умножителя. Шлейф 2 длиной Х,/4 служит для развязки
выходной и входной цепей на частоте / h обеспечивая режим корот-
кого замыкания в точке Е и бесконечно большое входное сопротив-
ление со стороны диода. Смещение на диод подается через четверть-
волновый высокоомный отрезок МПЛ 6, соединенный с контактной
площадкой 5, играющей роль блокировочного конденсатора большой
емкости.
В умножителях частоты полупроводниковый диод может работать
в различных режимах. При работе в режиме номинального возбуж-
дения мгновенное напряжение на диоде всегда отрицательное и
удовлетворяет условию 0 | U | £7про6. Коэффициент преобразования
определяется видом вольт-фарадной характеристики диода и отноше-
нием его предельной частоты к частоте входного сигнала, причем
резкие переходы и диоды с барьером Шоттки обеспечивают большее
изменение емкости и большие значения т|„. В этом режиме зависи-
мость т]„ от добротности диода показана на рис. 9.12. Видно, что
высокие к. п. д. могут быть реализованы только при fnpea » /г Однако
при больших т|„ выходная мощность умножителя в рассматриваемом
режиме невелика и составляет доли ватта в сантиметровом диапазоне
длин волн. С ростом номера гармоники к. п.д. умножителя падает и
практически диоды могут быть использованы только как удвоители или
утроители частоты.
В режиме перевозбуждения можно увеличить входную мощность так,
что в течение части периода переход оказывается смещенным в прямом
228
Рис. 9.10. Структурная схема умножителя частоты с па-
раллельным включением диода
направлении и через него протекает прямой ток. При этом происходит
инжекция неосновных носителей в базу диода и накопление в ней
заряда. При смене полярности напряжения на диоде происходит экстрак-
ция инжектированных носителей из базовой области, что эквивалентно
появлению диффузионной емкости, которая значительно превышает
барьерную емкость диода. Если переход частично открывается, то за
счет диффузионной емкости возрастает степень модуляции емкости
перехода, а зависимость барьерной емкости от обратного напряжения
не играет существенной роли. В умножительных диодах для уменьше-
ния последовательного сопротивления при сохранении высоких значений
пробивного напряжения используют в основном эпитаксиальные струк-
туры с малой толщиной эпитаксиальной пленки (порядка микрометра),
выращенной на сильнолегированной подложке. При увеличении обрат-
ного напряжения может иметь место эффект смыкания, при котором
протяженность обедненной области превышает толщину эпитаксиальной
пленки. Если обратное напряжение увеличивать далее, то барьерная
емкость практически не меняется, а сопротивление гпос оказывается
малым и определяется только сопротивлением подложки и контактов.
Вид вольт-фарадной характеристики диода с эффектом смыкания показан
на рис. 9.13,6.
Использование таких диодов в умножителях позволяет работать с
высокими коэффициентами умножения — до и = 5 4-10. Емкость умножи-
тельных диодов обычно лежит в интервале от 5 до 0,3 пФ в зави-
симости от диапазона рабочих частот. Так как максимально допусти-
Рис. 9.12. Зависимость эффек-
тивности преобразования умно-
жителя от добротности диода в
режиме номинального возбуж-
дения :
сплошная линия — резкий переход,
пунктирная — плавный переход
Рис. 9.11. Топологическая схема микропо-
лоскового умножителя частоты на полупро-
водниковом диоде
229
Рис. 9.13. Вольт-фарадные характеристики диодов с управляемой
емкостью:
а — параметрического диода, варикапа, умножительнаго диода типа варактора,
б — умпожительного диода с эффектом смыкания; в — умножитсльного диода
с накоплением заряда
мая рассеиваемая мощность является важным параметром диодов,
принимают меры для уменьшения их теплового сопротивления.
Наибольшую эффективность при генерации гармоник высокой
кратности обеспечивают умножительные диоды с накоплением заряда
(ДНЗ), которые работают при частичном открывании р-п-перехода. Во
время положительного полупериода напряжения в них происходит накоп-
ление заряда в базе. Особенностью ДНЗ является неравномерное
распределение концентрации примесей в базовой области. Как было
показано в § 8.1, в таком полупроводнике появляется внутреннее
электрическое поле, которое препятствует движению неосновных носи-
телей заряда при их инжекции в открытом состоянии перехода и
приводит к увеличению концентрации неосновных носителей на границе
области объемного заряда. В ДНЗ за счет накопления заряда вблизи
перехода и существования внутреннего электрического поля длитель-
ность фазы высокой обратной проводимости значительно больше
времени спада тока Гсп (см. рис. 8.10), т. е. эффект накопления сопро-
вождается эффектом резкого восстановления обратного сопротивления.
Несинусоидальная форма обратного тока обусловливает появление
гармонических составляющих высокого порядка с большой амплитудой
и возможность эффективного умножения частоты. Для ДНЗ характерен
ограниченный диапазон частот, в котором обеспечивается получение
высоких значений к. п.д. преобразования, так как необходимо выпол-
нение условий f ] > 1/т, nf t l/tcn, где т = 10ч-200 нс — время жизни
неосновных носителей в базе диода; Гсп = 0,1 -=-0,3 нс. На низких
частотах эффективность уменьшается за счет рекомбинации носителей
заряда, на высоких — за счет конечного времени гсп. ДНЗ используют в
основном в сантиметровом диапазоне длин волн. В эпитаксиальных
ДНЗ применяют пленки толщиной порядка микрометра с концентра-
цией примеси в пределах 1014 — 1015 см-3, так что режим смыкания
достигается почти при нулевых напряжениях на диоде.
Умножительные диоды используют в твердотельных источниках
колебаний с повышенной стабильностью частоты, построенных на
основе сравнительно низкочастотных кварцованных транзисторных
генераторов в сочетании с транзисторными усилителями мощности.
230
Если применяются высокоэффективные умножительные диоды и микро-
полосковые системы, то такие транзисторно-умножительные цепочки
оказываются достаточно экономичными, малогабаритными и не тре-
буют высоковольтных источников питания.
Варикапы. Варикапами называются диоды с управляемой емкостью,
значение которой определяется напряжением смещения. Варикапы долж-
ны обеспечивать возможно больший диапазон изменения емкости при
малом сопротивлении потерь гпос. Такие диоды с малыми габаритами
особенно удобны для применения в микрополосковых системах, где
механическая перестройка частоты генераторов, усилителей, фильтров
затруднена. Они используются в качестве регулирующих элементов в
устройствах с низким уровнем мощности и имеют малое значение
максимально допустимой рассеиваемой мощности (~ ЮОн-ЗОО мВт).
Коэффициент перекрытия по емкости у варикапов равен от 3 до 6 при
изменении напряжения от 0 до 50 В. Диоды работают при обратном
смещении; используется зависимость барьерной емкости от напряжения
у резких р-п-переходов или диодов с барьером Шоттки. Емкость
диодов при напряжении 6 В находится в пределах от нескольких
пикофарад до 0,1 пФ. Уменьшение сопротивления гпос позволяет
увеличить предельные частоты варикапов до 300 ГГц.
§ 9.4. Туннельные диоды
Широкополосные малошумящие усилители СВЧ могут быть созданы
на основе туннельных диодов (ТД). Принцип работы ТД был рас-
смотрен в § 8.2, а его вольт-амперная характеристика приведена на
рис. 8.12. При небольших прямых напряжениях вольт-амперная харак-
теристика ТД имеет падающий участок, характеризующийся отрицатель-
ной проводимостью.
Эквивалентная схема ТД для падающего участка вольт-амперной
характеристики приведена на рис. 9.14, а. Через Lnoc и Скор обозна-
чены паразитные параметры корпуса, гпос — сопротивление потерь,
С6ар — барьерная емкость и гп — отрицательное дифференциальное сопро-
тивление перехода. В соответствии с эквивалентной схемой сопротив-
ление диода без учета емкости корпуса, которая может быть отнесена
к согласующему четырехполюснику,
г ( • С г2 \
у __ . ' п • I г v6ap' п \ Р 1 ' V
.1 — гпос + . 2,2 г-2 + 7® I Ь1ГОС , 2,2 г-2 I = ,1 + Д’
1 “Г 0) Г ПС бар \ 1 д- CD ? ПС бар /
Проводимость диода связана с сопротивлением соотношением
Гд = 1/7д = (Ra -jXa)/(R2a + Х2а) = Ga +jBa,
причем активное сопротивление Ra и проводимость Ga являются
отрицательными при /</кр, где /кр = , \ г— - 1 - крити-
I гп I Сбар Гпос
ческая частота диода, на которой ra = Ga = 0, Для ТД гпос = 2<7 Ом;
I гп I = 15-ь 150 Ом, поэтому /кр % 1/(2л:С6ар |Д гп | гпос).
В отличие от других СВЧ-приборов ТД имеют отрицательную
231
—%!
Киицху-I
лдгтт |
р!ьп\
-~1
Рис. 9.14. Эквивалентная схема
туннельного диода (я), структур-
ная (в) и топологическая (б) схе-
мы микрополоскового усили-
теля на его основе
активную проводимость в
широком диапазоне частот
ОТ /кр вплоть до f = 0.
При анализе схем с ТД
используется резонансная ча-
стота последовательного
ст |
Т^|
- г '
контура LnocQap, на которой
Если тже
чей полосе
^пос^бар
Обычно усилители на ТД
работают при /</кр</р.
что /р </кр, то в рабо-
б)
параметры диода
частот усилителя проявляются резонансные эффекты,
такие,
затрудняющие его стабильную работу. При изготовлении ТД прини-
мают меры для снижения Епос до значений менее 0,1 нГн путем
уменьшения высоты керамической втулки корпуса и использования
конструкций с балочными выводами (см. рис. 9.2). Емкость диодной
структуры для увеличения f кр должна быть небольшой (0,2 —2,5 пФ).
Усилитель на туннельном диоде является регенеративным усилите-
д ~
X
лем отражательного типа, его включают в схему через циркулятор.
Коэффициент усиления на один каскад составляет обычно 10—15 дБ,
полоса частот зависит от коэффициента усиления, емкости и отрица-
тельного сопротивления диода в соответствии с общим соотношением
для регенеративных усилителей (2.10). При малой емкости диода и
небольшом отрицательном сопротивлении перехода полоса частот уси-
лителя на ТД может быть значительной и достигать 20% (и более),
если на входе прибора использованы широкополосные согласующие
цепи.
Для предотвращения самовозбуждения вне рабочей полосы частот
в усилителях на ТД применяется стабилизирующая цепь 2
(рис. 9.14, б, в). На входе усилителя подключают согласующее устрой-
ство 1 в виде последовательного LjCj-контура и настроечной индук-
тивности L,,. Стабилизирующая цепь 2 образована сопротивлением
потерь Rcr и параллельным Е2С2-контуром, резонансная частота кото-
рого совпадает со средней частотой усилителя. Вблизи резонанса
сопротивление Е2С2-контура велико и влияние стабилизирующей цепи
на работу усилителя незначительно. Вне рабочей полосы частот
сопротивление контура мало и стабилизирующая цепь шунтирует диод.
Для исключения релаксационных колебаний в цепи питания диода
внутреннее сопротивление источника постоянного смещения должно
быть мало.
232
В схеме, приведенной на рис. 9.14, в, диод включен в конце МПЛ,
а индуктивность L2 стабилизирующей цепи и LH согласующей цепи
образованы отрезками линии с большим волновым сопротивлением.
Имеются также емкость стабилизирующей цепи С2 и блокировочная
емкость Сбт
Широкополосные усилители на туннельных диодах имеют малый
уровень шумов, так как в ТД, работающих при малых токах
(1 — 5 мА), дробовые шумы невелики. У германиевых диодов коэф-
фициент шума составляет в сантиметровом диапазоне 4 — 7 дБ. Боль-
шие коэффициенты шума соответствуют частотам выше 10 ГГц.
Коэффициенты шума арсенид-галлиевых и кремниевых диодов выше, чем
у германиевых.
К недостаткам усилителей на ТД относятся малая мощность насы-
щения, а также нестойкость туннельных диодов к перегрузкам вслед-
ствие малого диаметра перехода. Следует отметить, что в настоящее
время в связи с производством малошумящих транзисторов и совер-
шенствованием смесительных диодов число устройств, в которых
используют усилители на туннельных диодах, сократилось.
§ 9.5. Переключательные диоды
В устройствах СВЧ применяют полупроводниковые СВЧ-диоды для
управления СВЧ-мощностью в тракте. Они используются в переклю-
чателях, фазовращателях, защитных устройствах, регулируемых осла-
бителях в качестве коммутирующего и управляющего элемента. Управ-
ляющее действие диода основано на изменении его сопротивления
с изменением полярности и значения приложенного напряжения сме-
щения или уровня СВЧ-мощности в линии передачи. Различают управ-
ляемые и самоуправляемые устройства на основе СВЧ-диодов.
Пусть, например, диод включен в линию передачи с волновым
сопротивлением ZB параллельно (рис. 9.15, а) и его полное сопротив-
ление, включая элементы крепления и настройки, равно Zaa. Ослаб-
ление сигнала в этом случае
L= 101g 101g
*вых
Z,
2Z
Рис. 9.15. Схема параллельного
включения диода в линию пере-
дачи (а) и диапазонные характе-
ристики выключателя в режи-
мах пропускания и запирания (б)
233
9 Электронные приборы СВЧ
Поглощенная в устройстве мощность также зависит от проводи-
мости Уаа = ZB/Zaa = G' +jB':
PII0,-,/P„x = 4G'/[(2 + G')2 +(B')2].
Если сопротивление устройства много меньше сопротивления линии
(G' » 1), то реализуется режим запирания и ослабление велико, на-
пример L3 > 20 дБ. Отметим, что большое ослабление связано
с отражением большей части мощности от устройства. Когда со-
противление устройства велико по сравнению с волногым сопротив-
лением линии (G' <sc 1), то потери малы и осуществляется режим про-
пускания Ln » 0. Устройство, в котором достигаются разные значения
ослабления сигнала при изменении полярности управляющего напря-
жения, носит название полупроводникового СВЧ-выключателя.
В режимах пропускания и запирания поглощаемая в диоде мощ-
ность может быть много меньше падающей мощности, поэтому
с помощью сравнительно маломощного диода можно управлять мощ-
ными сигналами в линии. Предельная коммутируемая мощность
зависит от параметров диода, а именно от предельно допустимой
рассеиваемой диодом мощности, пробивного напряжения диода, а также
способа включения диода в линию передачи. Параметры диода оп-
ределяют в значительной степени также ослабление сигнала в выключа-
теле в режимах пропускания и запирания. При этом необходимо
учитывать потери как в сопротивлении полупроводниковой структуры, так
и за счет паразитных параметров корпуса и элементов крепления
диода в линию. В диапазоне СВЧ эквивалентное сопротивление,
отражающее параметры корпуса, оказывается соизмеримым с сопро-
тивлением диода и линии.
Эквивалентные схемы переключательного диода при подаче прямого
и обратного смещения показаны на рис. 9.16. В широкополосных
устройствах диоды обычно работают в режиме, когда
/с/посУ /</паР; / «/пред- (9-12)
Здесь /прсд = 1/(2тгСбаргобр) — предельная частота диода при обратном
Рис. 9.16. Эквивалентная схема переключательного диода:
а, 6 — прямое смещение; в, г — обратное смещение
234
смещении; /посл = 1/(2л /ЬпослСбар) — частота последовательного резо-
нанса диода; /пар = 1/(2п]/лпослСкор) - частота параллельного резонан-
са; гпр и гобр — сопротивления полупроводниковой структуры при пря-
мом и обратном смещениях с учетом сопротивлений базы и кон-
тактов. Если условия (9.12) выполнены, то эквивалентные схемы
диода упрощаются и имеют вид, показанный на рис. 9.16, б, г.
Потери L., и L„ в этом случае соответствуют сплошным линиям
на рис. 9.15, б.
Непосредственное включение диода в линию обеспечивает хоро-
шие характеристики выключателя главным образом в дециметровом
диапазоне длин волн, если при этом выполняются условия <вЬп0СЛ С гпр
и ZB 1/(соС). В сантиметровом диапазоне для уменьшения потерь
в режиме пропускания и увеличения ослабления в режиме запирания
при включении диода в линию передачи используют реактивные
настроечные элементы, компенсирующие емкость диода и индуктив-
ность вводов на заданной частоте /0 (рис. 9.17). При прямой схеме
работы диода режим запирания имеет место при прямом смещении
на диоде, режим пропускания — при обратном смещении. Возможен
также инверсный режим, когда малые потери соответствуют пря-
мому смещению диода и рабочая частота выключателя совпадает
с частотой последовательного резонанса диода. Для случая, показан-
ного на рис. 9.17, а, настроечная индуктивность LH включена парал-
лельно диоду и обеспечивает выполнение параллельного резонанса
между точками а — а в режиме пропускания, а настроечная емкость
Си — выполнение последовательного резонанса в режиме запирания.
При этом диапазонные характеристики ослабления выключателя имеют
резонансный характер (пунктир на рис. 9.15, б) и определяются
значениями нагруженной добротности в режимах запирания Q3 и про-
пускания Q„:
1
101g 1 +
Ln = Lb0 + 10 1g [1 + Q* 2(Am/m)2].
Потери на средней частоте /0 описываются выражениями
Ls0 = 101g [1 + ZB/(2rnp)]2; Ln0 = 10 lg(l + ZBro5pC2M2/2). (9.13)
Рис. 9.17. Структурные схемы резонансных переключателей
9 *
235
Как следует из (9.13), потери в режиме запирания и пропускания
не являются независимыми и определяются коэффициентом качества
диода __
К = 1/(со2С2гпрго6р) = (]/Ц - l)/(|/Ln0 - 1),
где L3o, Lno выражены в относительных единицах.
Если использованы сосредоточенные настроечные элементы при
параллельном включении диода в линию (рис. 9.17, а), то
бз 2a>0LnOc/ZB, (2Н tOoCZB/2.
Таким образом, для расширения полосы частот выключателя
необходимо уменьшать индуктивность и емкость диода. На практике
настройку диодов можно осуществлять с помощью разомкнутых
и короткозамкнутых шлейфов (рис. 9.17, б) или путем включения
диода не в основную линию передачи, а в шлейф (рис. 9.17, в).
Некоторые варианты включения переключательных диодов в микро-
полосковую линию и волновод показаны на рис. 9.18. На рис. 9.18, а
показано включение диода в МПЛ. Эквивалентная схема вклю-
чения шлейфов соответствует рис. 9.17, б.
В изображенной на рис. 9.18, б волноводно-штыревой конструкции
выключателя диод 1 расположен в конце коаксиального шлейфа 5,
образованного продолжением центрального стержня 2 и внутренней
поверхностью цилиндра 6. Для настройки выключателя на заданную
частоту необходимо иметь два элемента настройки: переменные длину
шлейфа с диодом (в режиме запирания) и глубину погружения ци-
линдра 6 в волновод или длину дополнительного короткозамкнутого
шлейфа 3 (в режиме пропускания). Подача управляющего напряжения
на диод производится через дроссель 4 в настроечном поршне. Полоса
частот выключателей с включением диода в шлейфе ограничена
и составляет 4—10%. В этом случае расширение полосы частот
в режиме пропускания за счет увеличения волнового сопротивления
шлейфа с диодом приводит к уменьшению полосы частот в режиме
запирания, так как 2n2i л2/4.
На рис. 9.18, в показано включение диода 1 в резонансную вол-
Рис. 9.18. Варианты включения переключательного диода
в линию передачи
236
новодную диафрагму 5, причем переключательный диод выполнен в виде
сдвоенной структуры (я-г-р-г-и-диод). При прямом смещении диоды
закорачивают диафрагму и переводят выключатель в запертое со-
стояние. При обратном смещении емкость структуры компенсируется
индуктивностью диафрагмы, что обеспечивает параллельный резонанс
и режим пропускания. Средний вывод диода в виде тонкого провода
проходит в диафрагме перпендикулярно силовым линиям электриче-
ского поля и не влияет на прохождение сигнала.
В коммутирующих устройствах на базе микрополосковой и коакси-
альной линий часто используется последовательное включение диода
в разрыв полоскового или центрального проводника. В МПЛ-переклю-
чателе на два канала (рис. 9.19, а) диоды 1 включены последова-
тельно в боковые плечи тройникового разветвления. Дроссельная цепь
2 служит для подачи управляющего напряжения на диоды. При об-
ратной полярности напряжения на диоде линия разрывается и в соот-
ветствующее плечо тройника сигнал не проходит. Диоды установлены
на расстоянии Хв/2 от входного плеча тройника, поэтому входное
сопротивление разомкнутого плеча велико и сигнал без отражения
проходит в плечо с прямосмещенным диодом.
Переключательные диоды применяют также для создания дискрет-
ных фазовращателей (рис. 9.19, б), позволяющих изменять фазу сиг-
нала на некоторый заданный угол Д<р. В этом случае диоды
работают в двух режимах — пропускания и запирания, а изменение
фазы происходит за счет изменения длины линии, которую проходит
волна.
Вместо циркулятора в дискретном фазовращателе можно использо-
вать СВЧ-мост, причем в двух развязанных плечах моста должны быть
установлены переключательные диоды так, как это показано на
рис. 9.19, б.
Выключатель с СВЧ-диодом, на который подано модулирующее
напряжение прямоугольной формы, можно использовать для преобразо-
вания непрерывного СВЧ-сигнала в импульсно-модулированный
с требуемой частотой модуляции. При этом если потери в выклю-
чателе в режиме пропускания невелики, а ослабление сигнала в ре-
жиме запирания большое, то можно обеспечить высокую степень
модуляции. Плавное изменение смещения на диоде вызывает изме-
Рис. 9.19. Схема коммутатора (а) и дискретного фазовращателя
(б) на р-г-я-диодах
237
Рис. 9.20. Эквивалентная
схема p-i-п-диода
нение его сопротивления, а значит обеспе-
чивает плавную регулировку мощности, про-
ходящей через участок линии с диодом
в регулируемых ослабителях (аттенюаторах).
Изменение ослабления производится за счет
изменения прямого тока диода. Для расши-
рения полосы частот, увеличения пределов
регулировки, ослабления и уменьшения отра-
жения чаще всего в линию включают
несколько управляемых диодов, расположен-
ных на четвертьволновом расстоянии один от
другого.
В переключательных СВЧ-диодах исполь-
зуются в основном р-;-и-структуры (см. рис.
8.14). При прямом смещении за счет инжекции
электронов из «-области и дырок из р-области
сопротивление i-слоя уменьшается и полу-
проводниковая структура представляет собой
малое активное сопротивление, значение которого определяется посто-
янным током, протекающим через диод. Частота СВЧ-сигнала оказыва-
ется настолько большой, что за половину периода колебаний электроны
и дырки не успевают сместиться на расстояние, соизмеримое с тол-
щиной i-слоя. Накопленный в базе заряд реагирует в основном на
низкочастотный управляющий сигнал. При обратном смещении
p-i-n-диод эквивалентен емкости с малыми потерями.
Диоды с большой толщиной i слоя на частотах СВЧ-диапазона
не являются выпрямителями, но могут быть использованы для
управления СВЧ-мощностью в качестве переключательных диодов. Их
сопротивление изменяется под действием внешнего низкочастотного
напряжения. Следует заметить, что p-i-и-диоды применяются как при
малых уровнях мощности, так и на больших мощностях, достигающих
сотен ватт в непрерывном режиме и сотен киловатт в импульсе.
При этом мощность управления диодом может быть значительно
меньше мощности СВЧ-колебаний в линии передачи, особенно когда
нет необходимости в высоком быстродействии выключателя.
В эквивалентной схеме p-i-и-диода (рис. 9.20) Cj и i-j — емкость
и сопротивление обедненного слоя; Ct и rt — емкость и сопро-
тивление л-области (за исключением обедненного слоя); гпос — сопро-
тивленйе р + - и п+ -слоев и контактов; Lnoc, Скор — индуктивность
вывода и емкость корпуса диода. Сопротивление обратносмещенного
перехода г, велико и его можно не учитывать, a С, = ee0S//;
С,-= ££0S/(»v -/); г,- = р, (w - l)/S. Полное сопротивление полупровод-
никовой структуры при обратном смещении равно Z = го5р + jX,
где гобр = гпос + р( (w - /)/[S (e2s§co2p? + 1)] = гпос + г,- (Побр);
X = //(С0££05) - (IV - /)/
coesoSI 1 +
1
Р?£2£оСО2
На высоких частотах,
когда (роэ££о)2 » 1, X = и'Дюеео^) = 1/(®С). Таким образом, емкость
238
Рис. 9.21. Зависимости сопротивления p-i-n-диода от обратного на-
пряжения («) и прямого тока (б), а также времени восстановления
от амплитуды импульса обратного напряжения (в)
p-i-и-диода при обратном смещении практически не зависит от на-
пряжения и частоты и определяется толщиной i-слоя (рис. 9.21, а).
Активное сопротивление i-слоя зависит от частоты и напряжения
смещения. С ростом напряжения обедненная носителями область
расширяется и г,- уменьшается. При больших напряжениях, когда
вся /-область обедняется носителями, сопротивление структуры го6р
мало зависит от напряжения, диод имеет минимальное активное
сопротивление, что соответствует рабочим напряжениям смещения
диода.
При прямом смещении происходит инжекция электронов и дырок
в i-область. Сопротивление /-области в этом случае
IVp; 1 И’ w w2
г. — ---—---------------= --------— ------,
S епр„ + <?рцр S' 2еиц5 2/прцт
где ц = —(ц„ + цр) — средняя подвижность носителей заряда; /,,рт == qHK =
= nSw, i/HK — накопленный заряд в /-области; т — среднее время жизни
носителей в /-области. Увеличение тока 7пр приводит к снижению
сопротивления диода (рис. 9.21, б). Диоды обычно работают при
токах 10 — 200 мА, когда сопротивление не превышает 1 — 2 Ом.
Сопротивление диода остается низким даже при высоких уровнях
СВЧ-мощности, вследствие того что в /-слое накоплен большой за-
ряд.
Для практики важное значение имеет быстродействие p-i-n-диодов.
При смене полярности постоянного напряжения на диоде его со-
противление изменяется не мгновенно. Особенно велико время восста-
новления обратного сопротивления диода при смене напряжения с пря-
мого на обратное. Накопленный в базе заряд рассасывается вслед-
ствие рекомбинации и ухода носителей в р- и и-области, что со-
провождается протеканием больших обратных токов в первый мо-
мент после смены полярности напряжения (см. рис. 8.10). Время
восстановления зависит от накопленного заряда, т. е. от толщины
/-слоя, времени жизни носителей и соотношения прямого и обрат-
ного токов. Для уменьшения времени восстановления часто ис-
пользуют режим переключения с большим вытягивающим обратным
239
напряжением. Зависимость времени восстановления от амплитуды им-
пульса обратного напряжения показана на рис. 9.21, в. Уменьшение
толщины 1-слоя для уменьшения накопленного заряда и времени
восстановления не всегда применимо, ибо при этом снижаются про-
бивное напряжение и диаметр структуры (при сохранении значения
емкости диода), а следовательно, уменьшается СВЧ-мощность, кото-
рую может коммутировать р-1-и-диод.
Выпускаются р-1-и-диоды с разными толщиной i-слоя, площадью
структуры, рассеиваемой мощностью и быстродействием. Емкость
полупроводниковых структур обычно лежит в интервале от 0,1 до
3 пФ. Тепловое сопротивление мощных диодов достигает единиц
°С/Вт, что соответствует максимально допустимой рассеиваемой
мощности в десятки ватт в непрерывном режиме. Такие диоды
могут коммутировать мощности в несколько сотен ватт в непре-
рывном режиме и в десятки киловатт в импульсе при времени
восстановления в десятки и единицы микросекунд. Для повышения
коммутируемой мощности несколько диодов включают в одном се-
чении линии передачи. Сравнительно маломощные диоды с максималь-
но допустимой мощностью рассеяния, меньшей 1 Вт, могут обеспе-
чивать быстродействие в десятки наносекунд. СВЧ-диоды с р-и-переходом
или с барьером Шоттки имеют еще более высокое быстродействие,
однако они работают только при низких уровнях СВЧ-мощности,
поскольку сохраняют на СВЧ выпрямительные свойства и при боль-
ших мощностях автоматически переходят в режим малого сопро-
тивления.
Этот эффект используется для создания полупроводниковых
СВЧ-ограничителей, ослабление которых зависит от уровня падающей
на них мощности. Такие самоуправляемые устройства применяют для
защиты входных цепей приемников СВЧ от мощных внешних помех
и устанавливают после разрядников антенных переключателей или
после управляемых выключателей на р-1-л-диодах. Ограничительные
диоды занимают промежуточное положение между p-i-n- и р-п-диодами.
Высокоомный слой между р + - и п+ -областями полупроводниковой
структуры в таких диодах имеет толщину 1 — 3 мкм, и эффект
смыкания имеет место практически при нулевом смещении.
Конструкции ограничительных устройств в принципе не отлича-
ются от конструкций выключателей, но в них диоды работают
с короткозамкнутой внешней цепью без внешнего смещения. При
малом входном сигнале, когда мощность меньше порога ограни-
чения и не превышает единиц милливатт, сопротивление полупро-
водниковой структуры имеет емкостный характер (как и у переклю-
чательного диода при нулевом и обратном смещении). В ограничи-
теле обеспечивается режим пропускания с малыми потерями
(рис. 9.22, б, участок 1). Сопротивление диода превышает волновое
сопротивление линии, и все СВЧ-напряжение приложено к р-и-переходу.
При возрастании СВЧ-мощности за счет протекания выпрямленного
тока сопротивление диода уменьшается и ослабление ограничителя
увеличивается (рис. 9.22, б, участок 2). Выходная мощность ограничителя
остается почти постоянной в широких пределах изменения входной
240
Рис. 9.22. Амплитудные характери-
стики полупроводникового ограни-
чителя
Рис. 9.23. Схема ограничителя на
основе рч-л-диода
*2
Р6Х рбых
мощности и составляет обычно 10 — 50 мВт (рис. 9.22, я). При даль-
нейшем увеличении мощности сопротивление полупроводниковой струк-
туры меняется мало. Ослабление ограничителя на этой стадии дости-
гает 15—20 дБ и изменяется незначительно (рис. 9.22,6, участок 3).
Отметим, что подобную амплитудную характеристику с малым уров-
нем выходной мощности можно получить и при использовании
р-1-и-диода в сочетании с вспомогательным детекторным диодом
(рис. 9.23). В этом случае в волновод включен р-1-и-диод 2, цепь
смещения которого (Rr и Л2) соединена с детекторным диодом 1.
На детекторный диод, связанный с волноводом петлей связи, по-
ступает небольшая часть входной мощности. Выпрямленный ток про-
ходит через р-1-и-диод, как ток прямого смещения, и увеличивает
ослабление устройства при возрастании входной мощности.
§ 9.6. Лавинно-пролетные диоды
Лавинно-пролетные диоды (ЛПД) являются одними из наиболее
мощных полупроводниковых приборов СВЧ. Работа ЛПД основана
на явлениях лавинного пробоя обедненной области обратносмещенного
диода и последующего дрейфа носителей в полупроводнике со ско-
ростью, близкой к скорости насыщения. В иностранной литературе
такой режим работы называют Impatt *, а диод часто называют диодом
Рида по фамилии ученого, предложившего в 1958 г. структуру
и принципы работы устройства. Впервые генерацию когерентных
СВЧ-колебаний в обратносмещенном диоде наблюдал советский ученый
А. С. Тагер с сотрудниками в 1959 г.
Генерация СВЧ-колебаний возможна в ЛПД с различными видами
полупроводниковой структуры. Однако принцип работы ЛПД в про-
летном режиме удобнее рассмотреть на примере структуры типа
p' -n-i-iT-диода (рис. 9.24, а) в которой области лавинного ум-
ножения и дрейфа носителей пространственно разделены. Максимальная
напряженность электрического поля имеет место в области р+-п-
* IMPact Avalanche Transit Time — ударная ионизация и пролетное время.
241
Рис. 9.24. Структура лавиино-
пролетпого диода (а) и рас-
пределение в нем концентра-
ции примеси (б), электриче-
ского поля (в), коэффициент а
ударной ионизации (г), а
также вольт-амперная харак-
теристика ЛПД (б)
перехода (рис. 9.24, в) и определяется выражением (8.18). Электрическое
поле резко убывает в «-области и остается практически постоянным
в г-слое, который полностью обеднен при больших обратных на-
пряжениях. Если обратное напряжение увеличивать, то электрическое
поле в переходе превысит значение пробивной напряженности Епроб,
при которой коэффициент ударной ионизации а достигает боль-
ших значений (порядка 105 см-1). Поскольку а сильно зависит от Е
(см. рис. 8.3), то протяженность области ударной ионизации невелика
(рис. 9.24, г). В ней происходит лавиннообразное нарастание коли-
чества свободных носителей заряда. Эту область называют областью
лавинного умножения. Образующиеся дырки увлекаются внутренним
электрическим полем перехода в р +-область, а электроны, попадая
в г-слой, движутся к п + -области в постоянном электрическом
поле. Если напряженность электрического поля в слаболегированной
области велика и превышает несколько кВ/см, то скорость электронов
остается почти постоянной и равной i>H3C ~ 105 м/с. Обедненную об-
ласть, в которой происходит движение электронов с постоянной
скоростью, называют областью дрейфа. Поскольку при этом дифферен-
циальная подвижность электронов близка к нулю, при движении элек-
тронов не происходит уменьшения объемной плотности заряда.
Если к ЛПД помимо обратного напряжения, близкого к про-
бивному, приложено высокочастотное напряжение с амплитудой Um
(рис. 9.25, а), то, когда электрическое поле в слое умножения пре-
вышает пробивное (рис. 9.25, б, фаза СВЧ-напряжения 0 < cot < тс),
в этой области увеличивается количество свободных электронов. На-
ибольший конвекционный ток в сечении х = !л имеет место при
cot = тс (рис. 9.25, а). При cot > тс напряженность электрического поля
в слое умножения меньше пробивного (рис. 9.25, б) и генерация
свободных носителей в нем прекращается. Образовавшаяся лавина
электронов дрейфует через i-область с постоянной скоростью, поскольку
обеспечивается условие Е > Енас. Это вызывает во внешней цепи при-
бора наведенный ток, значение которого зависит от конвекционного
тока и остается постоянным за время дрейфа: Гдр = 0др/со = 1др/упас.
Как видно из зависимости /навед(со1) (рис. 9.25, а), наведенный ток
протекает во внешней цепи в отрицательный полупериод СВЧ-на-
242
Рис. 9.25. Временное (а) и пространственное (б) распре-
деление тока, электрического поля и объемного заряда
в ЛПД в пролетном режиме
пряжения, что эквивалентно появлению отрицательной электронной
проводимости в ЛПД. Максимальное значение отрицательной про-
водимости имеет место при 0лр % л, поэтому оптимальная длина
области дрейфа связана с частотой СВЧ-колебаний соотношением
(др = Унас/(2У).
(9.14)
Для нижней части сантиметрового диапазона длин волн /лр = 10 -э 3 мкм.
Рассмотрим более детально электронные процессы в областях
умножения и дрейфа ЛПД. С учетом направления плотности элек-
тронного и дырочного токов в рассматриваемой структуре в выб-
ранной системе координат (рис. 9.24, а) уравнения непрерывности
для дырок и электронов имеют вид
др 1 дп 1 „
-^-= — div J„ + Gp; — =-----divJ„+G„,
St e p p dt e
где G„ = ПрРГр + a„iw„ = 'J.PJ P/e + ; G„ = ^„JJe + v.pJp/e - скорости
генерации дырок и электронов. Учитывая, что 1 = 1Р + 7„; Jp = epvp;
!р = SJp, и приближенно считая инас = v„ = t’p, для одномерной модели
243
ЛПД имеем
1
Гнас
SIP
ft
^ + «7;
ОХ
dl„ , I
-г— + al.
дх
(9.15)
(9.16)
1
Складывая (9.15) и (9.16) и интегрируя результат по координате
х с учетом граничных условий (рис. 9.26) в предположении, что плотность
полного тока постоянна в области лавинного умножения
Ъ(Ц = Л; 7„(!л) = /-75;
/₽(0) = 7; /„(0) = О,
получаем
f/ 'л
Гл= 27 j а </л" — 2/+ 27я (9.17)
(l о
где t„ = ln/vmc — время пролета носителей заряда в слое лавинного
умножения; I„ = - ток насыщения обратносмещенного перехода.
В статическом режиме, когда к ЛПД приложено только постоян-
ное напряжение, (
dl/dt = 0; I = 7S/(1 “ f adx).
о
G
Лавинный пробой возникает, если выполняется условие J adx — 1
о
и входящий в слой свободный носитель заряда образует в нем
по крайней мере одну пару электрон — дырка. При этом 1 -> со.
Для ЛПД в режиме генерации СВЧ-колебаний необходимо решить
уравнение (9.17). Пренебрегая постоянным током получаем исход-
ное уравнение в виде
G
dl/dt = [27(J adx - l)]/t„ = [27(otf, -
о
где а — средний по области умножения коэффициент ударной иони-
зации.
В режиме малых амплитуд
Е = Ео + Еле'ю1; I = 70 +
7Л 70; а = а0 + але'ш'; ал с а0; (9.18)
ал % E„da/dE = а'Ел; а!л % а01л + а'Ел(„е'“' = 1 + а'£л/ле'“'.
Уравнение для нахождения переменной составляющей конвекцион-
ного тока в области лавинного умножения имеет вид
dl/dt = 270а'Еле'“7л/гл.
Учитывая (9.18), получаем
1Л = 2Ioa'U л/(/а>Гл) = U„/(J<oL„),
где L„ = tn/(2/ocf) — эквивалентная индуктивность области лавинного
пробоя.
244
Рис. 9.26. Распределение плотности
тока в области лавинного пробоя:
1 - Jp; 2 - J„
Рис. 9.27. Эквивалентные схемы
ЛПД (а) и его полупроводниковой
структуры (б) в пролетном режиме
Полный ток в слое умножения складывается из конвекционного
тока и тока смещения: 7Полн = 7д + ^см, гДе 7СМ = 5ее0 (dE/dt) = усоСл(7л
и /Полн = Пл(1 — = 7Л(1 — со2/<ол); Сл и со, — емкость об-
ласти умножения и лавинная частота, которые определяются выраже-
ниями
С, = ее05//л; сол = 1/|/ЬЛСЛ = ]/2J0a'uHac/(£e0).
Отношение лавинного тока к полному току у = h/I!l01W = 1/1 1--------)•
Таким образом, эквивалентная схема слоя лавинного умножения
может быть представлена в виде параллельного контура с ре-
зонансной частотой сол (рис. 9.27, б). Конвекционный лавинный ток
отстает по фазе от СВЧ-напряжения на л/2, что способствует
появлению отрицательной проводимости в ЛПД и соответствует
проведенному ранее качественному рассмотрению процессов (см.
рис. 9.25, а).
В области дрейфа электроны движутся с постоянной скоростью
t>Ilac, поэтому конвекционный ток в сечении с координатой х
в области дрейфа отстает по фазе от входного тока на сох/Гнае
и имеет вид
7пр(х, 0 = (9.19)
Наведенный ток во внешней цепи ЛПД в соответствии с об-
щим уравнением для наведенного тока (1.10) и (9.19) равен
!-ч? v
навел J з d(j, vdq = SJdx — Iapdx,
о ‘др
7давсд = —т~(1 - е->'др)е'ш',
где гдр = бхр/Гцас’ toZa₽ = ®др ~ время и угол пролета электронов в об-
ласти дрейфа.
245
Емкостный ток в области дрейфа /см.др = ;<»Слр1/яр, поэтому полный
ток, равный /полн = /навед + /см. др, определяется выражением
^СдрЕ/др
/п0ЛН 7 1 -У(1 - е~^Р)/(/0др)’
Эквивалентное сопротивление дрейфовой области (рис. 9.27, б)
Zap = гдр + /2Сяр = Пдр//полн, где активная и реактивная составляющие
соответственно
1
г____________________1 ~COS(V х___________l/Y sin 8др _ ! Ь9 20)
др~ о>Сдр(1 - а>2/а>2) 0др ’ др <dCwV 0др '
В полной эквивалентной схеме ЛПД (рис. 9.27, а) через г„ и Хп
обозначены активное и реактивное сопротивление полупроводниковой
структуры без учета потерь в р + - и п + -областях и контактах. Как
следует из (9.20), гп = я0 будет отрицательным при со > о)., и достигает
максимального значения при угле пролета в области дрейфа ~2,4
(рис. 9.28, а). На частотах ниже лавинной активное сопротивление
ЛПД положительно, а реактивное имеет индуктивный характер
(рис. 9.28, б). На частотах выше лавинной реактивное сопротивление
диода носит емкостный характер. Область отрицательных сопротивлений
соответствует широкому диапазону частот.
Возбуждение СВЧ-колебаний в генераторе происходит, когда от-
рицательное сопротивление ЛПД превысит суммарные потери в системе,
включая потери в диоде, контуре и нагрузке — ДП01. Это имеет место
при токах диода, превышающих значение пускового тока /п>ск
(рис. 9.29), которое может быть найдено из (9.20):
j = п_______________(о)С)2_________
"уск а' ®С + (1 - cos 0яр)/(ОярАпо.) ’
(9.21)
Как видно из (9.21), пусковой ток растет с ростом частоты,
обычно он составляет десятки и сотни миллиампер.
Электронный к. п. д. генераторов и усилителей на ЛПД можно
оценить, считая форму наведенного тока близкой к прямоугольной
с длительностью 0яр (см. рис. 9.25, a): I(t) = /тах при л at < я + 0др.
Рис. 9.28. Зависимость активной и реактивной состав- Рис. 9.29. Зависимость
ляющих сопротивления ЛПД в пролетном режиме выходной мощности
от угла пролета в области дрейфа (а) и частоты (б) генератора от тока
ЛПД
246
Разлагая выражение для тока в ряд Фурье, получаем для постоян-
ной составляющей тока и первой7 гармоники с частотой (о
1 т
7о = 7тахОдр/(2л), (9.22)
1 о
т ГГ т /ч • Гг/Ч , Г 1 — cos 0ЯО ,у sin0,D
U 7 (0 Sin <ЙГ + J f / (Г) COS = /тах --+ у/щах--------•
7 о о п п
(9.23)
В оптимальном режиме 10 % 0,5Imax; Ц = 410/п.
Выходная СВЧ-мощность Рвых = 0,5 и„Ц, откуда
Рвых = 2UmI0/K и Т)э « 2Um/(nU0).
Если вернуться к рассмотрению рис. 9.25, то можно отметить,
что значения амплитуды СВЧ-напряжения Um ограничены, поскольку
мгновенное значение напряженности электрического поля в области
дрейфа не должно быть больше £проб (во избежание развития ла-
винного пробоя в области дрейфа) и не должно быть меньше
£||ас (чтобы скорость дрейфа была постоянной и максимально воз-
можной). Поэтому амплитуда переменной составляющей электрического
поля меньше постоянной составляющей напряженности поля в области
дрейфа в статическом режиме, т. е. U„, < ияр, где Uap — падение на-
пряжения на дрейфовом слое; <70 = <7Л + <7лр и U„, < (1/4 4- 1/2) Uo.
Максимальный электронный к. п. д. генератора на ЛПД без учета
потерь в сопротивлении гпос диода составляет ~ 30 %.
В отличие от большинства вакуумных приборов СВЧ, в которых
рассеяние мощности электронного потока не преобразованной в СВЧ-
колебания, происходит на коллекторе, вынесенном за пределы зоны
взаимодействия, в полупроводниковых приборах СВЧ рассеяние мощ-
ности происходит в объеме полупроводника и на электродах. Кроме
того, в вакуумных приборах мощность электронного потока, как
известно, может быть повышена за счет увеличения площади катода и
ускоряющего напряжения. Полупроводниковая структура ЛПД имеет
малый объем и площадь поперечного сечения, а увеличение напря-
жения ограничено возможностью пробоя полупроводникового мате-
риала. Таким образом, максимальная мощность полупроводниковых
приборов СВЧ Рвых ограничена тепловыми и электрическими эффектами.
Тепловое сопротивление эпитаксиальных диодов с интегральным тепло-
отводом, устройство которых было показано на рис. 8.21, может
быть приближенно записано в виде
£Г=ЛТ/Ррас«//(5ХТ„), (9.24)
где ЛТ— перегрев полупроводниковой структуры; /, 5 — ее толщина
и площадь; — коэффициент теплопроводности полупроводникового
материала. Уменьшение RT за счет увеличения площади структуры
нежелательно, поскольку это приводит к росту емкости диода, ко-
торая, в свою очередь, шунтирует колебательный контур и спо-
собствует увеличению в нем потерь. Пусть Xmi„ = 1/(соС) - минималь-
247
Рис. 9.30. Зависимость макси-
мальной мощности ЛПД в
пролетном режиме от часто-
ты в импульсном (1) и не-
прерывном (2) режимах
но допустимое значение реактивного со-
противления диода. Учитывая, что
С = eeoS//, а Ррас = Ро - Рвых = Рпп (1/т) -
— 1), из (9.24) имеем
D - ATX-гп Xmin
г вых/ = ------ 77—-----— .
££0 (1/т) - 1)
(9.25)
опре-
диода
Первый сомножитель в (9.25)
делается свойствами материала
(максимально возможным повышением
температуры материала без существен-
ного изменения его параметров и ко-
эффициентом теплопроводности). Эти ве-
личины значительно больше для Si
и GaAs, чем для Ge, поэтому ЛПД
изготовляют в основном из Si и GaAs.
схемы включения диода и его к. п. д.
Второй сомножитель зависит
Как следует из (9.25), тепловые ограничения приводят к уменьшению
максимальной мощности ЛПД с ростом рабочей частоты прибора
(рис. 9.30). Выходная мощность ЛПД
Рвь.х = О,51/2,/«э,
ОТ
(9.26)
где Дэ — эквивалентное сопротивление нагрузки, пересчитанное к зажимам
диода и равное модулю активного отрицательного сопротивления
ЛПД. Для того чтобы большая часть мощности была передана
в нагрузку и доля мощности, теряемая в сопротивлении гпж. диода,
была мала, R3 должно быть больше гпос. Поэтому нижний предел
R3 составляет несколько ом. Так как Um < Епроб//2, то РВЫХ < Е2проб/7(4«э)-
Учитывая выражение (9.14), получаем для максимальной мощности
ЛПД
Рвых/2 < £7об7.ас/(4«з). (9.27)
Таким образом, ограничение по электрическому режиму вызы-
вает более резкое уменьшение Рвых с ростом частоты, чем тепловое
(рнс. 9.30).
Очевидно, что возможные режимы работы ЛПД лежат ниже прямых
на рис. 9.30, причем на частотах ниже 30 — 50 ГГц ограничивающим
фактором являются тепловые процессы и трудности рассеяния боль-
ших мощностей в приборе; на более высоких частотах ограничения
связаны с уменьшением длины и площади сечения прибора и не-
возможностью повышать рабочие напряжения ЛПД. На частотах
до 10 ГГц можно ожидать получения в однодиодных генераторах
на ЛПД в пролетном режиме мощностей до 10 Вт в непрерывном
режиме; в верхней части миллиметрового диапазона — ~ l-i-З Вт и на
двухмиллиметровых волнах — до 100 мВт. Рабочие напряжения ЛПД
лежат в интервале от 20 до 100 В, ток составляет десятки миллиам-
пер. Лучшие образцы лабораторных приборов имеют к. п. д. более 20 %
в сантиметровом и ~5% в миллиметровом диапазонах длин волн.
248
Рис. 9.31. Полупроводниковые структуры ЛПД и распределение электрического
поля в них:
а - диод Рида; б - ЛПД со ступенчатым профилем легирования; в - р-н-диод; г - двух-
пролетный ЛПД
Генераторами СВЧ-колебаний могут служить диоды с различной
полупроводниковой структурой. Так, для получения диодов со структу-
рой, предложенной Ридом, необходимо выполнить достаточно сложный
профиль легирования структуры, например путем двойной диффузии
примесей в исходную высокоомную эпитаксиальную пленку (рис. 9.31, а).
В структуре с толщиной активного слоя ~ 15 мкм формируют про-
филь типа p+-n-i-n + . При этом распределение электрического поля
в слое умножения будет резко неоднородным и соответствовать
представленному на рис. 9.24, в. Более однородное электрическое поле
может быть получено в структуре, показанной на рис. 9.31, б, со-
стоящей из барьера Шоттки и областей п-п + -и-н + -типа. Это уменьшает
падение напряжения в слое умножения и повышает к. и. д. прибора.
Более простыми и технологичными являются ЛПД со структурой
типа р^-п-п' (рис. 9.31, в). Такие приборы имеют отрицательное со-
противление в более широком диапазоне частот, чем структуры типа
р+-n-i-n +, однако значение отрицательного сопротивления у них меньше.
Область р+ может отсутствовать вообще, если переход выполнить
на барьере Шоттки. Это уменьшает число технологических операций при
производстве прибора и улучшает теплоотвод от структуры.
В так называемых двухпролетных ЛПД (рис. 9.31, г) полезно ис-
используется как электронная составляющая тока лавины, так и ток
дырок, которые дрейфуют в p-область, что позволяет увеличить объем
прибора и напряжение на ЛПД и тем самым поднять предельную
генерируемую мощность. Особенно перспективны такие структуры для
приборов миллиметрового диапазона длин волн, где ограничивающими
факторами являются не тепловые, а электрические эффекты.
Лавинно-пролетные диоды имеют отрицательное активное сопро-
тивление в относительно широкой полосе частот, что, с одной сто-
роны, позволяет на их основе создать генераторы с широким диапазоном
перестройки частоты; с другой стороны, при разработке генераторов
на ЛПД возникает необходимость принимать меры для выделения ос-
новых колебаний и предотвращения генерации на нескольких
частотах. В генераторе, конструкция которого представлена на
рис. 9.32, диод 1 установлен в центральном проводнике 3 вспомо-
249
Рис. 9.32. Конструкция волновод-
ного генератора на ЛПД (а) и его
эквивалентные схемы (б, в)
гательной коаксиальной ли-
нии 2 длиной I, сильно свя-
занной с волноводом шири-
ной а. На другом конце ко-
аксиальной линии располо-
жена поглощающая нагрузка
4. Проходной волноводный
резонатор 7 образован индук-
тивной диафрагмой 8 и может
перестраиваться по частоте
путем погружения в волновод
диэлектрического стержня б.
Диапазон механической пе-
рестройки частоты при этом
составляет 10 — 20%. Экви-
валентная схема генератора
изображена на рис. 9.32, б.
Сопротивление нагрузки и проходного резонатора может быть транс-
формировано в коаксиальную линию (рис. 9.32, в). На резонансной
частоте сопротивление контура велико и СВЧ-мощность в поглощаю-
щей нагрузке Z„ не рассеивается. На других частотах нагрузка подавляет
самовозбуждение генератора. Резистор 5 в цепи подачи смещения
на ЛПД ограничивает постоянный ток.
Электрическая перестройка частоты генераторов на ЛПД осу-
ществляется за счет включения в резонаторную систему варакторного
диода или монокристалла железоиттриевого граната (ЖИГ). В первом
случае удается получить малоинерционную линейную перестройку
(диапазон перестройки от 5 до 30%), но потери в варакторном
диоде могут существенно уменьшить выходную мощность. Частота
генератора на ЛПД может перестраиваться также путем изменения
тока диода, поскольку при этом меняется его реактивное сопро-
тивление. Однако при этом также изменяется мощность генератора
и трудно обеспечить одночастотную работу диода в низкодобротной
резонансной системе.
В ЛПД помимо пролетного режима возможен также аномальный
режим, или режим с захваченной плазмой (режим TRAPATT*). При
этом используют структуру типа р + -п-п+ со сравнительно низколеги-
рованной n-областью, или двухпролетные структуры (см. рис. 9.31, г).
В аномальном режиме схема питания диода и внешняя цепь гене-
ратора должны обеспечивать несинусоидальность напряжения и тока
* TRApped Plasma Avalanche Triggered Time — захваченная плазма, пробег
области лавинного умножения.
250
Рис. 9.33. Временные зависимости напряжения и тока (а),
а также распределение электрического поля в ЛПД (б, в) для
аномального режима работы
Е
диода (рис. 9.33, а). При этом отрицательное сопротивление ЛПД
отсутствует, если сигнал слабый, но имеет место, если амплитуды
СВЧ-напряжения велики, что позволяет получать большие мощности.
Допустим, что постоянное напряжение на диоде несколько меньше
пробивного, а амплитуда напряжения l/max примерно вдвое превышает
17проб (рис. 9.33, а). В момент времени Го через ЛПД протекает малый
обратный ток, а распределение напряженности электрического поля
в н-области соответствует рис. 9.33, б:
W) =-Етах - сад(еео)- (9-28)
При повышении напряжения на диоде увеличивается протекающий
через него ток смещения (участок 1 характеристики на рис. 9.33, а),
плотность которого определяется как J — ££0 (dE/dt). Электрическое
поле в структуре также возрастает во времени:
Е (х,1) = £max - eNBx/(ee0) + . (9.29)
Когда значение электрического поля достигает пробивного, начи-
нается процесс интенсивного образования электронов и дырок за счет
ударной ионизации. В области, где образуется электронно-дырочная
плазма, проводимость материала резко увеличивается и. напряженность
поля падает (рис. 9.33, в). В остальной части диода электрическое
поле продолжает расти, и область, в которой электрическое поле равно
пробивному Е (x,t) = £проб, перемещается вдоль структуры со скоростью
ух. Как следует из (9.29), при больших плотностях тока и малой
концентрации примеси в н-области скорость vx может быть больше
максимальной скорости электронов в материале (рнас = 105 м/с). На-
251
пример, при ЛГБ 1015 см-3 и J = 104 А/см2 vx = 6- 105 м/с, что много
больше vlk1c. Поэтому волна лавинной генерации быстро проходит
диод, заполняя его плазмой с высокой концентрацией электронов,
поскольку за счет дрейфа носители заряда не успевают уходить
из области плазмы. Критическое значение тока для режима с за-
хваченной плазмой JKp = еАБ1>„аС-
В отличие от пролетного режима, в котором область лавинного
умножения сосредоточена на р + -н-границе структуры, в режиме с за-
хваченной плазмой область лавинного умножения охватывает всю
и-область. Вследствие высокой проводимости плазмы напряжение на
диоде резко падает, а ток остается большим, что обеспечивает
отрицательное динамическое сопротивление прибора. Электроны и дыр-
ки дрейфуют в слабом электрическом поле со скоростью меньше
г„ас, поэтому время рассасывания плазмы Гр на участке 2 (рис. 9.33, я)
много больше времени пролета электронами области дрейфа ЛПД
в пролетном режиме. Таким образом, при одной и той же ширине
л-области частота колебаний в аномальном режиме в несколько
раз меньше, чем в пролетном.
Аномальный режим используют в основном в сантиметровом
диапазоне длин волн, причем вследствие того, что необходимо ра-
ботать с большими токами и трудно рассеять большую мощность,
диоды работают в импульсном режиме с длительностью импульса
~ 1 мкс. В диапазоне частот 1—4 ГГц от одного диода может быть
получена мощность более 100 Вт при к. п. д. до 25 — 40%; на ча-
стотах ~ 10 ГГц импульсная мощность достигает 30 Вт.
Так как для реализации аномального режима в ЛПД необ-
ходима сложная форма напряжения и тока, то используют конструкцию
внешней цепи прибора, обеспечивающую требуемое входное сопро-
тивление как на рабочей частоте, так и на частотах гармоник [20].
Импульс напряжения можно сформировать за счет возбуждения коле-
баний в пролетном режиме, инициирующих колебания в аномальном
режиме.
Конструкция коаксиального генератора на ЛПД, работающего
в аномальном режиме, показана на рис. 9.34. Диод 1 включен
в разрыв центрального проводника коаксиальной линии. Резонатор
на основной частоте имеет длину порядка Х/2, настроечные под-
вижные трансформаторы 3 образуют фильтр нижних частот, не про-
пускающий колебания гармоник и колебания в пролетном режиме
в выходную цепь. Регулировкой расстояния I от фильтра до диода
обеспечивается требуемое значение входного сопротивления на про-
летной частоте. Диск 2 образует емкость, время зарядки которой
влияет на длительность импульса тока и на выходную мощность
устройства.
ЛПД могут быть использованы и в регенеративных усилителях
отражательного типа при токах диода, меньших пускового. Вследствие
относительно высокого уровня шумов на основе ЛПД разрабаты-
вают в основном усилители мощности. Коэффициент шума усилителей
на ЛПД составляет более 20-30 дБ, причем меньшие значения
относятся к арсенид-галлиевым диодам. Коэффициент усиления обычно
252
Рис. 9.34. Схема устройства
коаксиального генератора на
ЛПД
Рис. 9.35. Схема устройства
многодиодного генератора на
ЛПД
находится в пределах 8—15 дБ при полосе частот 1 — 10% на один
каскад. Максимальная выходная мощность усилителя примерно соот-
ветствует максимальной мощности генератора на том же диоде.
Увеличение выходной мощности генераторов и усилителей на ЛПД
часто достигается за счет применения нескольких диодов или диодов
с несколькими мезаструктурами, последовательно соединенными в одном
корпусе. Суммирование мощности от отдельных диодов может осу-
ществляться с помощью СВЧ-мостов, микрополосковых шестиполюс-
ных согласованных делителей мощности, циркуляторов [20]. При
суммировании мощности в общем резонаторе (рис. 9.35) диоды 1
установлены в коаксиальных линиях 5 (аналогично однодиодной схеме,
см. рис. 9.32), расположенных по периметру цилиндрического резо-
натора 6, возбужденного на виде колебаний £010. Связь общего
резонатора 6 с выходной коаксиальной линией регулируется глубиной
погружения штыря 3. Изменение частоты производится настроечным
винтом 4. Число диодов в устройстве может составлять от 4 до
32, что позволяет получать в многодиодных системах выходные
мощности в десятки ватт в непрерывном режиме для сантиметро-
вого диапазона длин волн. В конструкции сумматора предусмотрена
подстройка каждого диода. Согласованные нагрузки 2 в коаксиальных
линиях с диодами подавляют паразитные колебания в системе.
Из-за высокого уровня шумов, особенно в области лавинной
частоты, ЛПД может применяться для создания генераторов шума
СВЧ-диапазона. Генераторы шума на ЛПД имеют высокую спек-
тральную плотность шума, малые размеры и конструктивно просты
[27].
§ 9.7. Диоды Ганна
Для усиления и генерации колебаний СВЧ-диапазона может быть
использована аномальная зависимость скорости электронов от напря-
женности электрического поля в некоторых полупроводниковых соеди-
нениях, прежде всего в арсениде галлия. При этом основную роль
играют процессы, происходящие в объеме полупроводника, а не
253
в р-и-переходе. Генерацию СВЧ-колебаний в однородных образцах
GaAs n-типа при напряженности постоянного электрического поля
выше порогового значения впервые наблюдал Дж. Ганн в 1963 г. (поэтому
такие приборы называют диодами Ганна). В отечественной лите-
ратуре их называют также приборами с объемной неустойчивостью
или с междолинным переносом электронов, поскольку активные свой-
ства диодов обусловлены переходом электронов из «центральной»
энергетической долины в «боковую», где они характеризуются боль-
шой эффективной массой и малой подвижностью. В иностранной
литературе последнему названию соответствует термин ТЭД (Trans-
ferred Electron Device).
Зависимость средней дрейфовой скорости электронов от напряжен-
ности электрического поля для GaAs показана на рис. 8.1. В слабом
поле подвижность щ электронов велика и составляет 6000 —
8 500 см2/(В с). При напряженности поля выше 3,5 кВ/см за счет
перехода части электронов в «боковую» долину средняя дрейфовая
скорость электронов уменьшается с ростом поля. Наибольшее зна-
чение модуля дифференциальной подвижности |ц2д11ф| = dv/dE на па-
дающем участке примерно втрое ниже, чем подвижность в слабых
полях. При напряженности поля выше 15 — 20 кВ/см средняя скорость
электронов почти не зависит от поля и составляет около 107 см/с,
так что отношение rliac/fmax ~ 0,5, а характеристика скорость — поле
может быть приближенно аппроксимирована так, как показано на
рис. 9.36. Время установления отрицательной дифференциальной про-
водимости (ОДП) складывается из времени разогрева электронного
газа в «центральной» долине (~10-12 с для GaAs), определяемого
постоянной времени релаксации по энергии и времени междолинного
перехода (~5-10“14 с).
Можно было бы ожидать, что наличие падающего участка ха-
рактеристики г(Е) в области ОДП при однородном распределении
электрического поля вдоль однородно легированного образца GaAs
приведет к появлению падающего участка на вольт-амперной ха-
рактеристике диода, поскольку значение конвекционного тока через
диод определяется как I = Senv (Е), где Е — U/l; S — площадь сечения;
I — длина образца между контактами. На этом участке диод характери-
зовался бы отрицательной активной проводимостью и мог бы ис-
пользоваться для генерирования и усиления колебаний аналогично
туннельному диоду. Однако на практике осуществление такого ре-
жима в образце полупроводникового материала с ОДП затруднено
из-за неустойчивости поля и объемного заряда. Как было показано
в § 8.1, флюктуация объемного заряда в этом случае приводит
к нарастанию объемного заряда по закону
q = q (0) el'M,
гдетд = ££о/[<?иоЦД||ф(£0)] — постоянная диэлектрической релаксации; п0 —
концентрация электронов в исходном п-GaAs. В однородном об-
разце, к которому приложено постоянное напряжение 1/0 = Е01 > Еж{,1,
локальное повышение концентрации электронов приводит к появлению
отрицательно заряженного слоя (рис. 9.37), перемещающегося вдоль
254
Рис. 9.36. Аппроксимирован-
ная зависимость дрейфовой
скорости электронов от на-
пряженности электрического
поля для GaAs
Рис. 9.37. К пояснению процесса формиро-
вания слоя накопления в однородно леги-
рованном GaAs
образца от катода к аноду. Под катодом понимается контакт к об-
разцу, на который подан отрицательный потенциал. Возникающие
при этом внутренние электрические поля Et и Е2 накладываются
на постоянное поле Ео, увеличивая напряженность поля справа от
слоя и уменьшая ее слева (рис. 9.37, а). Скорость электронов справа
от слоя уменьшается, а слева — возрастает. Это приводит к даль-
нейшему нарастанию движущегося слоя накопления и к соответству-
ющему перераспределению поля в образце (рис. 9.37, б). Обычно слой
объемного заряда зарождается у катода, так как вблизи катодного
омического контакта имеется область с повышенной концентрацией
электронов и малой напряженностью электрического Поля. Флюкту-
ации, возникающие вблизи анодного контакта, вследствие движения
электронов к аноду не успевают развиться.
Однако такое распределение электрического поля неустойчиво и при
наличии в образце неоднородности в виде скачков концентрации,
подвижности или температуры может преобразоваться в так называ-
емый домен сильного поля. Напряженность электрического поля свя-
зана с концентрацией электронов уравнением Пуассона, которое для
одномерного случая имеет вид
dF е
~ =------[и(х) —и0]. (9.30)
Ох ЕЕ0
Повышение электрического поля в части образца будет сопровож-
даться появлением на границах этого участка объемного заряда,
отрицательного со стороны катода и положительного со стороны
анода (рис. 9.38, а). При этом скорость электронов внутри участка па-
дает в соответствии с рис. 9.36. Электроны со стороны катода будут
догонять электроны внутри этого участка, за счет чего увеличивается
отрицательный заряд и образуется обогащенный электронами слой.
Электроны со стороны анода будут уходить вперед, за счет чего
увеличивается положительный заряд и образуется обедненный слой,
в котором п < п0. Это приводит к дальнейшему увеличению поля
в области флюктуации по мере движения заряда к аноду и к воз-
растанию протяженности дипольной области объемного заряда. Если
255
Рис. 9.38. К пояснению процесса формирования ди-
польного домена
напряжение, приложенное к диоду, поддерживается постоянным, то
с ростом дипольного домена
(рис. 9.38, б). Нарастание поля
— — £
Up Cj-T йн
а/
поле вне его будет уменьшаться
в домене прекратится, когда его
скорость 1>дом сравняется со скоростью
электронов вне домена. Очевидно,
что г1ис < гдом < гтах. Напряженность
электрического поля вне домена Ев
(рис. 9.38, в) будет ниже пороговой
напряженности Епор, из-за чего ста-
новится невозможным междолинный
переход электронов вне домена и об-
разование другого домена вплоть до
исчезновения сформировавшегося ра-
нее на аноде. После образования
стабильного домена сильного поля
в течение времени его движения
от катода к аноду ток через диод
остается постоянным.
После того как домен исчезнет
на аноде, напряженность поля в об-
разце повышается, а когда она до-
стигнет значения Епор, начинается
Рис. 9.39. Эквивалентная схема генера-
тора на диоде Ганна (а) и временные
зависимости напряжения (б) и тока через
диод Ганна в пролетном режиме (в) и в
режимах с задержкой (г) и гашением
домена (д)
256
образование нового домена. При этом ток достигает максимального
значения, равного (рис. 9.39, в)
как = SenQvnm. (9.31)
Такой режим работы диода Ганна называют пролетным режимом.
В пролетном режиме ток через диод представляет собой импульсы,
следующие с периодом Т= tnp = //гдом. Диод генерирует СВЧ-колебания
с пролетной частотой /пр = 1/г = глом//, определяемой в основном
длиной образца и слабо зависящей от нагрузки (именно такие
колебания наблюдал Ганн при исследовании образцов из GaAs
и In Р).
Электронные процессы в диоде Ганна должны рассматриваться
с учетом уравнений Пуассона, непрерывности и полной плотности
тока, имеющих для одномерного случая следующий вид:
е±'. + в±Г„(£)_вА .0; (9.32)
dt дх |_ дх _
I дп дЕ
•1П0Л„ = V = env (£) - eD + ее0 —. (9.33)
S дх dt
i
Мгновенное напряжение на диоде U = j Edx. Полный ток не
о
зависит от координаты и является функцией времени. Часто коэффи-
циент диффузии D считают не зависящим от электрического
поля.
В зависимости от параметров диода (степени и профиля легиро-
вания материала, длины и площади сечения образца и его темпе-
ратуры), а также от напряжения питания и свойств нагрузки диод
Ганна, как генератор и усилитель СВЧ-диапазона, может работать
в различных режимах: доменных, ограничения накопления объемного
заряда (ОНОЗ, в иностранной литературе ISA *), гибридном, бегущих
волн объемного заряда, отрицательной проводимости.
Доменные режимы работы. Для доменных режимов работы диода
Ганна характерно наличие в образце сформировавшегося дипольного
домена в течение значительной части периода колебаний. Характеристи-
ки стационарного дипольного домена подробно рассмотрены в [21],
где показано, что из (9.30), (9.32) и (9.33) следует, что скорость до-
мена гдом и максимальная напряженность поля в нем £дом связаны
правилом равных площадей
р
сдом
[ [г (£) - гдом] dx = 0. (9.34)
В соответствии с (9.34) площади, заштрихованные на рис. 9.40, а
и ограниченные линиями v(E), vaml = const, £дом = const, являются оди-
наковыми. Как видно из рисунка, максимальная напряженность поля
£дом в домене значительно превышает поле £в вне домена и может
* ISA — Limited Space Charge Accumulation.
257
и
Рис. 9.40. К определению параметров дипольного домена
достигать десятков кВ/см. На рис. 9.40, б приведена зависимость напря-
жения домена идтл — j [Е (х) — Ев] dx от напряженности электрического
а
поля вне его, где d — длина домена (рис. 9.38, в). Там же построена
«приборная прямая» диода длиной I при заданном напряжении Uo
с учетом того, что полное напряжение на диоде Uo = Е01 = ид(п, +
+ Ев/. Точка пересечения А определяет напряжение домена С7Д0М и
напряженность поля вне его Ев. Следует иметь в виду, что домен
возникает при постоянном напряжении Uo > Unop = Е„ор1, однако он
может существовать и тогда, когда в процессе движения домена к
аноду напряжение на диоде уменьшается до значения U < Unop (пунк-
тирная линия на рис. 9.40, б). Если еще более понизить напряжение
на диоде так, что оно станет меньше напряжения гашения домена Пгаш,
возникший домен рассасывается. Напряжение гашения соответствует
моменту касания «приборной прямой» к линии ПДОМ(ЕВ) на рис. 9.40, б.
Таким образом, напряжение исчезновения домена оказывается мень-
ше порогового напряжения формирования домена. Как видно из
рис. 9.40, вследствие резкой зависимости избыточного напряжения
на домене от напряженности поля вне домена поле вне домена
и скорость домена мало изменяются при изменении напряжения на
диоде. Избыточное напряжение поглощается в основном в домене.
Уже при Uo = (2 3) Unop скорость домена лишь немного отличается
от скорости насыщения и можно приближенно считать сдо„ = г1ИС,
а Ев = 0,5Епор, поэтому пролетная частота, как характеристика диода,
обычно определяется выражением
/пр = «вас//- (9-35)
Длина дохмена зависит от концентрации донорной примеси, а также
от напряжения на диоде и при п0 л 1015 см-3 составляет 5—10 мкм.
Уменьшение концентрации примеси приводит к расширению домена
за счет увеличения обедненного слоя. Формирование домена проис-
ходит за конечное время т,|, и связано с установлением отрицатель-
ной дифференциальной проводимости и с нарастанием объемного
заряда. Постоянная времени нарастания объемного заряда в режиме
малого возмущения равна постоянной диэлектрической релаксации тд
258
и определяется отрицатель-
ной дифференциальной под-
вижностью- рд„ф и концен-
трацией электронов п0 [см.
(8.6)]. При максимальном
значении р.2Д„ф~2000 см2 х
х (В • с)"1 тд « 3 • 10“12 с, тог-
да как время установления
ОДП менее 10"12 с. Таким об-
разом, время формирования
домена определяется в значи-
тельной степени процессом
перераспределения объемно-
го заряда. Оно зависит от
начальной неоднородности
поля, уровня легирования и
приложенного напряжения.
Приближенно считают, что
домен успеет полностью
сформироваться за время
Рис. 9.41. Диод Ганна:
а — схема; б — устройство тонкопленочного диода;
в — распределение внутреннего электрического
поля при формировании домеиа
Тф % (10- 20)тд « 5- 10*/по, (9.36)
где п0 выражено в см"3. Говорить о доменных режимах имеет смысл
только в том случае, если домен успеет сформироваться за время
пролета электронов в образце Гпр = //г„ас. Отсюда условием сущест-
вования дипольного домена является Гпр > тф, или nol > 5-1011 см"2.
Значение произведения концентрации электронов на длину образца
nol — 5-Ю11 называют критическим и обозначают (п0/)кр- Это значение
является границей доменных режимов диода Ганна и режимов с устой-
чивым распределением электрического поля в однородно легирован-
ном образце. При п01 < (п0/)кр домен сильного поля не образуется
и образец называют стабильным. При п01 > (п01)кр возможны различ-
ные доменные режимы. Критерий типа nol < (nol)sp справедлив, строго
говоря, только для структур, у которых длина активного слоя между
катодом и анодом много меньше поперечных размеров: I «с d
(рис. 9.41, а), что соответствует одномерной задаче, и характерно для
планарных и мезаструктур. У тонкопленочных структур (рис. 9.41, б)
эпитаксиальный активный слой GaAs 1 длиной / может быть распо-
ложен между высокоомной подложкой 3 и изолирующей диэлектри-
ческой пленкой 2, выполненной, например, из SiO2. Омические анод-
ный и катодный контакты изготовляют методами фотолитографии.
Поперечный размер диода d может быть сравним с его длиной /.
В этом случае образующиеся при формировании домена объемные
заряды создают внутренние электрические поля, имеющие не только
продольную компоненту Ех, но и поперечную компоненту Еу
(рис. 9.41, в). Это приводит к уменьшению поля по сравнению с одно-
мерной задачей. При малой толщине активной пленки, когда d « I,
критерий отсутствия доменной неустойчивости п01 < (п01)кр заменяется
259
на условие nod < (nod)Kp. Для таких структур п01 при устойчивом распре-
делении электрического поля может быть больше 5 1011 см-2.
Время формирования домена не должно превышать полупериода
СВЧ-колебаний. Поэтому имеется и второе условие существования
движущегося домена т,|, < Т/2, из которого с учетом (9. 36) получаем
n0/f> 105 см'3 - с.
В зависимости от соотношения времени пролета и периода СВЧ-
колебаний, а также от значений постоянного напряжения Uo и ампли-
туды высокочастотного напряжения U,„ могут быть реализованы сле-
дующие доменные режимы: пролетный, режим с задержкой домена,
режим с подавлением (гашением) домена. Процессы, происходящие
в этих режимах, рассмотрим для случая работы диода Ганна на на-
грузку в виде параллельного колебательного контура с активным сопро-
тивлением R„ на резонансной частоте и питанием диода • от гене-
ратора напряжения с малым внутренним сопротивлением (см. рис. 9.39,я).
При этом напряжение на диоде изменяется по синусоидальному за-
кону. Генерация возможна при Uo> U„op.
При малом сопротивлении нагрузки, когда RH ~ Ro, где Ro =
= //(en^S) — сопротивление диода Ганна в слабых полях, амплитуда
высокочастотного напряжения Um невелика и мгновенное напряжение
на диоде превышает пороговое значение (см. рис. 9.39,6 кривая 1).
Здесь имеет место рассмотренный ранее пролетный режим, когда после
формирования домена ток через диод остается постоянным и равным
/нас = SenoVH!X (см. рис. 9.39, в). При исчезновении домена ток возрастает
до /тах (9.31). Для GaAs /тах//нас - УтахЛнас - Частота колебаний
в пролетном режиме равна /пр [см. (9.35)]. Так как отношение Um/UQ
мало, к.п.д. генераторов на диоде Ганна, работающих в пролетном
режиме, невелик и этот режим обычно не имеет практического при-
менения.
При работе диода на контур с высоким сопротивлением, когда
R„ > Ro, амплитуда переменного напряжения Um может быть доста-
точно большой, так что в течение некоторой части периода мгно-
венное напряжение на диоде становится меньше порогового (соответст-
вует кривой 2 на рис. 9.39,6). В этом случае говорят о режиме с
задержкой формирования домена. Домен образуется, когда напряжение
на диоде превышает пороговое, т. е. в момент времени (см.
рис. 9.39, г). После образования домена ток диода уменьшается до /вас
и остается таким в течение времени пролета tnp домена. При исчезно-
вении домена на аноде в момент времени t2 напряжение на диоде
меньше порогового и диод представляет собой активное сопротивление
Ro. Изменение тока пропорционально напряжению на диоде до мо-
мента t3, когда ток достигает максимального значения /тах, а напря-
жение на диоде равно пороговому. Начинается образование нового
домена, и весь процесс повторяется. Длительность импульса тока равна
времени запаздывания образования нового домена т3 = t3 — t2. Время
формирования домена считается малым по сравнению с tnp и Т.
Очевидно, что такой режим возможен, если время пролета находится
в пределах Т/2 < tnp < Т и частота генерируемых колебаний составляет
/пр/2 </</пр.
260
При еще большей амплитуде высокочастотного напряжения, соот-
ветствующей кривой 3 на рис. 9.39,6, минимальное напряжение на
диоде может оказаться меньше напряжения гашения диода (7гаш.
В этом случае имеет место режим с гашением домена (см. рис. 9.39, д).
Домен образуется в момент времени и рассасывается в момент
времени t2, когда U = Uralu. Новый домен начинает формироваться
после того, как напряжение превысит пороговое значение. Поскольку
исчезновение домена не связано с достижением им анода, время про-
лета электронов между катодом и анодом в режиме гашения домена
может превышать период колебаний: tnp > 7/2. Таким образом, в ре-
жиме гашения f > /пр/2. Верхний предел генерируемых частот ограни-
чен условием Т/2 > тф и может составлять (2 4- 3)/пр.
Электронный к.п.д. генераторов на диодах Ганна, работающих в
доменных режимах, можно определить, раскладывая в ряд Фурье
функцию тока I(t) (см. рис. 9.39) для нахождения амплитуды первой
гармоники и постоянной составляющей тока. Значение к.п.д. зависит
от отношений U0/Uno.
чении n0 se (1 4- 2)-101"
R JRo, f/fnp, vllac/vmm и при оптимальном зна-
ем-3 не превышает для диодов из GaAs 6%
в режиме с задержкой домена [20]. Электронный к.п.д. в режиме
с гашением домена меньше, чем в режиме с задержкой домена.
Режим ОНОЗ. Несколько позднее доменных режимов был предло-
жен и осуществлен для диодов Ганна режим ограничения накопле-
ния объемного заряда. Он существует при постоянных напряжениях
на диоде, в несколько раз превышающих пороговое значение, и боль-
ших амплитудах напряжения на частотах, в несколько раз больших
пролетной частоты. Для реализации режима ОНОЗ требуются диоды
с очень однородным профилем легирования. Однородное распределение
электрического поля и концентрации электронов по длине образца
обеспечивается за счет большой скорости изменения напряжения на
диоде. Если промежуток времени, в течение которого напряженность
электрического поля проходит область ОДП характеристики г(Е), много
меньше времени формирования домена тф, то не происходит замет-
ного перераспределения поля и объемного заряда по длине диода.
Скорость электронов во всем образце «следует» за изменением элек-
трического поля, а ток через диод определяется зависимостью ско-
рости от поля (рис. 9.42).
Таким образом, в режиме ОНОЗ для преобразования энергии
источника питания в энергию СВЧ-колебаний используется отрица-
тельная проводимость диода. В этом режиме в течение части периода
колебаний длительностью Tt напряжение на диоде остается меньше
порогового и образец находится в состоянии, характеризуемом поло-
жительной подвижностью электронов, т. е. происходит рассасывание
объемного заряда, который успел образоваться за время, когда элек-
трическое поле в диоде было выше порогового.
Условие слабого нарастания заряда за время Т— Tj приближенно
запишем в виде тф % Зтд ср > Т, где тд.ср — £^о/(^^о I Рдиф.сРI)> ВДиф.сР
среднее значение отрицательной дифференциальной подвижности элек-
тронов в области Е > £пор. Рассасывание объемного заряда за время
будет эффективным, если > тд1 и Т» тд1, где тД| = £Ео/(еиоц1); тд.
261
Рис. 9.42. Временная зависимость то-
ка диода Ганна в режиме ОНОЗ
тока (рис. 9.42). При Н0/1Упор
ляет 17%.
и gi - постоянная времени диэле-
ктрической релаксации и подвиж-
ность электронов в слабом поле.
Считая = 5000 см2/В-с,
I Ндиф.ср I = 100 см2/(В • с), имеем
2- 10s > n0/f> 2-104 см'3-с. Это
неравенство определяет интервал
значений л0/f в пределах которого
реализуется режим ОНОЗ.
Электронный к. п. д. генератора
на диоде Ганна в режиме ОНОЗ
можно рассчитать по форме
= 3-ь4 максимальный к. п. д. состав-
В доменных режимах частота генерируемых колебаний примерно
равна пролетной частоте. Поэтому длина диодов Ганна, работаю-
щих в доменных режимах, связана с рабочим диапазоном частот
выражением
/ « 100//,
(9.37)
где / выражена в ГГц, а / — в мкм. В режиме ОНОЗ длина диода
не зависит от рабочей частоты и может во много раз превышать
длину диодов, работающих на тех же частотах в доменных режимах.
Это позволяет значительно увеличивать мощность генераторов в ре-
жиме ОНОЗ по сравнению с генераторами, работающими в домен-
ных режимах.
Рассмотренные процессы в диоде Ганпа в доменных режимах
являются, по существу, идеализированными, так как реализуются на
сравнительно низких частотах (1 — 3 ГГц), где период колебаний зна-
чительно меньше времени формирования домена, а длина диода много
больше длины домена при обычных уровнях легирования (1014 —
— 5-1015 см'3). Чаще всего диоды Ганна в непрерывном режиме
используют на более высоких частотах в так называемых гибридных
режимах. Гибридные режимы работы диодов Ганна являются проме-
жуточными между режимами ОНОЗ и доменным. Для гибридных
режимов характерно, что образование домена занимает большую часть
периода колебаний. Не полностью сформировавшийся домен расса-
сывается, когда мгновенное напряжение на диоде снижается до зна-
чений, меньших порогового. Напряженность электрического поля вне
области нарастающего объемного заряда остается в основном больше
порогового. Процессы, происходящие в диоде в гибридном режиме,
анализируют с применением ЭВМ при использовании уравнений (9.30),
(9.32) и (9.33). Гибридные режимы занимают широкую область зна-
чений n0/f и не столь чувствительны к параметрам схемы, как режим
ОНОЗ.
Режим ОНОЗ и гибридные режимы работы диода Ганна относят
к режимам с «жестким» самовозбуждением, для которых характерна
зависимость отрицательной электронной проводимости от амплитуды
высокочастотного напряжения (см. рис. 2.3, о). Ввод генератора в гиб-
262
Рис. 9.43. Электронный к. п. д. гене-
раторов на диоде Ганна из GaAs
для различных режимов работы:
1 — с задержкой формирования домена; 2 —
с гашением домена; 3 — гибридный; 4 —
оноз
Рис. 9.44. Временная зависи-
мость напряжения (а) и тока
(б) диода Ганна в режиме по-
вышенного к. п. д.
ридный режим (как и в режим ОНОЗ) представляет сложную задачу
и обычно осуществляется последовательным переходом диода из про-
летного режима в гибридные.
Конструкции и параметры генераторов па диодах Ганна. На рис. 9.43
приведены значения максимального электронного к.п.д. диода Ганна
из GaAs в различных режимах работы. Видно, что значения т]3 не
превышают 20%. Повысить к.п.д. генераторов на диодах Ганна можно
за счет использования более сложных колебательных систем, позво-
ляющих обеспечить временные зависимости тока и напряжения на дио-
де, показанные на рис. 9.44. Разложение функций U (t) и I (t) в ряд
Фурье при Um/Unop > 10 и /тахД„ас ~ 2 дает значения электронного
к.п.д. для диодов Ганна из GaAs т]э»25%. Достаточно хорошее
приближение к оптимальной кривой U(t) получается при использова-
нии второй гармоники напряжения. Другой путь повышения к.п.д.
состоит в применении в диодах Ганна материалов с большим отно-
шением Гтах/Упас. Так, для фосфида индия оно достигает 3,5, что уве-
личивает теоретический электронный к. п. д. диодов до 40 %.
Следует иметь в виду, что электронный к.п.д. генераторов на диодах
Ганна уменьшается на высоких частотах, когда период колебаний
становится соизмеримым с временем установления ОДП (это прояв-
ляется уже на частотах ~ 30 ГГп). Инерционность процессов, опреде-
ляющих зависимость средней дрейфовой скорости электронов от поля,
приводит к уменьшению противофазной составляющей тока диода.
Предельные частоты диодов Ганна, связанные с этим явлением, оцени-
ваются значениями ~ 100 ГГц для приборов из GaAs и 150 — 300 ГГц
для приборов из InP.
Выходная мощность диодов Ганна ограничена электрическими и
тепловыми процессами. Влияние последних приводит к зависимости
максимальной мощности от частоты в виде РВЫ^=А, где постоян-
ная А определяется допустимым перегревом структуры, тепловыми
характеристиками материала, электронным к.п.д. и емкостью диода в
соответствии с (9.25). Ограничения по электрическому режиму связаны
с тем, что при большой выходной мощности амплитуда колебаний
Um оказывается соизмеримой с постоянным напряжением Uo на дио-
де: Um as Uo = Ео1.
263
В доменных режимах f к /пр = vH;K/l, поэтому в соответствии с (9.26)
имеем J2 = 0,5 EoM„v^iac/R3. Максимальная напряженность электри-
ческого поля в домене Едом значительно превышает среднее значение
поля в диоде Ео, в то же время она должна быть меньше про-
бивной напряженности, при которой возникает лавинный пробой ма-
териала (для GaAs ЕПро5 ~ 200 кВ/см). Обычно допустимым значе-
нием электрического поля Е0яоп считают 15 кВ/см.
Как и для ЛПД, на относительно низких частотах (в сантиметро-
вом диапазоне длин волн) максимальное значение выходной мощ-
ности диодов Ганна определяется тепловыми эффектами. В милли-
метровом диапазоне толщина активной области диодов, работающих в
доменных режимах, становится малой и преобладают ограничения
электрического характера. В непрерывном режиме в трехсантиметро-
вом диапазоне от одного диода можно получить мощность 1—2 Вт
при к. п. д. до 14%; на частотах 60—100 ГГц — до 100 вВт при к. п. д.
в единицы процентов. Генераторы на диодах Ганна характеризуются
значительно меньшими частотными шумами, чем генераторы на ЛПД [6].
Режим ОНОЗ отличается значительно более равномерным распре-
делением электрического поля. Кроме того, длина диода, работающего
в этом режиме, может быть значительной. Поэтому амплитуда СВЧ-
напряжения на диоде в режиме ОНОЗ может на 1—2 порядка пре-
вышать напряжение в доменных режимах. Таким образом, выходная
мощность диодов Ганна в режиме ОНОЗ может быть повышена
на несколько порядков по сравнению с доменными режимами. Для
режима ОНОЗ на первый план выступают тепловые ограничения.
Диоды Ганна в режиме ОНОЗ работают чаще всего в импульсном
режиме с большой скважностью и генерируют в сантиметровом диа-
пазоне длин волн мощность до единиц киловатт.
Частота генераторов на диодах Ганна определяется в основном
резонансной частотой колебательной системы с учетом емкостной про-
водимости диода и может перестраиваться в широких пределах меха-
ническими и электрическими методами.
В волноводном генераторе (рис. 9.45, о) диод Ганна 1 установлен
между широкими стенками прямоугольного волновода в конце метал-
лического стержня. Напряжение смещения подается через дроссельный
ввод 2, который выполнен в виде отрезков четвертьволновых коак-
сиальных линий и служит для предотвращения проникновения СВЧ-
колебаний в цепь источника питания. Низкодобротный резонатор обра-
зован элементами крепления диода в волноводе. Частота генератора
перестраивается с помощью варакторного диода 3, расположенного
на полуволновом расстоянии Хв/2 и установленного в волноводе ана-
логично диоду Ганна. Часто диоды включают в волновод с умень-
шенной высотой Ь1; который соединен с выходным волноводом стан-
дартного сечения четвертьволновым трансформатором.
В микрополосковой конструкции (рис. 9.45, б) диод 1 включен между
основанием и полосковым проводником. Для стабилизации частоты
используется высокодобротный диэлектрический резонатор 4 в виде
диска из диэлектрика с малыми потерями и высоким значением с
(например, из титаната бария), расположенного вблизи полоскового
264
Рис. 9.45. Устройство генераторов на диодах Ганна:
а — волноводного; б — мнкрополоскового; в — с перестройкой частоты ЖИГ-сферой
проводника МПЛ шириной w. Конденсатор 5 служит для разделения
цепей питания и СВЧ-тракта. Напряжение питания подается через дрос-
сельную цепь 2, состоящую из двух четвертьволновых отрезков МПЛ
с различными волновыми сопротивлениями, причем линия с малым
сопротивлением разомкнута. Использование диэлектрических резона-
торов с положительным температурным коэффициентом частоты поз-
воляет создавать генераторы с малыми уходами частоты при изме-
нении температуры (~ 40 кГц/°С).
Перестраиваемые по частоте генераторы на диодах Ганна могут
быть сконструированы с применением монокристаллов железоиттрие-
вого граната (рис. 9.45, в). Частота генератора в этом случае изме-
няется за счет перестройки резонансной частоты высокодобротного
резонатора, имеющего вид ЖИГ — сферы малого диаметра, при изме-
нении магнитного поля Но. Максимальная перестройка достигается
при бескорпусных диодах, имеющих минимальные реактивные пара-
метры. Высокочастотный контур диода состоит из короткого витка,
охватывающего ЖИГ-сферу 6. Связь контура диода с контуром на-
грузки осуществляется за счет взаимной индуктивности, обеспечивае-
мой ЖИГ-сферой и ортогонально расположенными витками связи.
Диапазон электрической перестройки таких генераторов, широко ис-
пользуемых в автоматических измерительных устройствах, достигает
октавы при выходной мощности 10 — 20 мВт.
Следует отметить, что расчет генераторов на диодах Ганна [20, 25]
затруднен приблизительным характером данных как о параметрах
эквивалентной схемы диода, так и о параметрах эквивалентной схемы
колебательной системы, а также узла крепления диода (особенно на
высоких частотах). Обобщенную эквивалентную схему диода Ганна
обычно задают в виде, показанном на рис. 9.46. Активную область
диода представляют в виде параллельного соединения отрицательной
проводимости ( —бд) и емкости С, значения которой в различных
режимах работы могут существенно отличаться от «холодной» емкости
диодной структуры Со = ee0S/L Величины Ga и С зависят как от
постоянного напряжения Uo, так и от амплитуды СВЧ-напряжения
Um, а также частоты. Поэтому весьма актуальной является проблема
непосредственных измерений параметров эквивалентной схемы диодов
в реальных режимах работы. Конструкции корпусов диодов Ганна и
10 Электронные приборы СВЧ
265
Рис. 9.46. Обобщенная эк-
вивалентная схема диода
Ганна
значения их паразитных параметров не от-
личаются от конструкций и параметров
других диодов (приведены в § 9.1).
Усилители на диодах Ганна. Большой
интерес представляют разработки усили-
телей на диодах Ганна, особенно для мил-
лиметрового диапазона длин волн, где
применение СВЧ-транзисторов ограничено.
Важной задачей при создании усилите-
лей на диодах Ганна является обеспечение
устойчивости их работы (стабилизация диода) и прежде
всего подавление малосигнальных колебаний доменного типа. Это мо-
жет быть достигнуто ограничением параметра п01 диода, нагрузкой
диода внешней цепью, выбором профиля легирования диода, умень-
шением поперечного сечения или нанесением диэлектрической пленки на
образец. В качестве усилителей применяют как диоды ’ планарной и
мезаструктуры, обладающие отрицательной проводимостью при напря-
жениях выше порогового в широкой области частот вблизи пролетной
частоты и использующиеся в качестве регенеративных усилителей отра-
жательного типа с циркулятором на входе, так и более сложные
пленочные структуры, в которых используется явление нарастания войн
объемного заряда в материале с ОДП, называемые часто тднкопле
ночными усилителями бегущей волны (УБВ).
В субкритически легированных диодах при nol < 5-Ю11 см~2 невоз-
можно образование бегущего домена даже при напряжениях, превы-
шающих пороговое. Как показывают расчеты, субкритичёскйё диоды
характеризуются отрицательным эквивалентным сопротивлением на
частотах, близких к пролетной частоте, при напряжениях, превышаю-
щих пороговые. Их можно использовать в усилителях отражатель-
ного типа. Однако из-за малых динамического диапазона и коэффи-
циента усиления они находят ограниченное применение.
Устойчивая отрицательная проводимость в широком диапазоне
частот, достигающем 40%, реализуется в диодах с п01 = (2 4- 3)-10'2 см'2
при малой длине диода (~8ч- 15 мкм) и напряжениях По/Пп0р = 3-ь4.
При меньших напряжениях наблюдается генерация, срыв которой при
увеличении напряжения может быть объяснен уменьшением ОДП
материала при повышении температуры прибора.
Однородное распределение электрического поля по длине диода и
устойчивое усиление в широкой полосе частот могут быть получены
за счет неоднородного легирования образца (рис. 9.47, а). Если вблизи
катода имеется узкий слаболегированный слой длиной около 1 мкм,
то он ограничивает инжекцию электронов из катода и приводит к
резкому возрастанию электрического поля. Увеличение концентрации
примеси по длине образца по направлению к аноду в пределах от
1 • I015 до 2-10'5 см'3 позволяет добиться однородности электрического
поля.
Процессы в диодах с таким профилем обычно рассчитывают
на ЭВМ.
Рассмотренные типы усилителей характеризуются широким динами-
266
Рис. 9.47. Профиль легирования (а) и распределение поля (5) в диоде
Ганна с высокоомной нрикатодной областью
ческим диапазоном, к.п.д., равным 2 — 3%, и коэффициентом шума
~ 10 дБ в сантиметровом диапазоне длин волн.
Ведутся разработки тонкопленочных усилителей бегущей волны
(рис. 9.48), которые обеспечивают однонаправленное усиление в широкой
полосе частот и не требуют применения развязывающих циркуля-
торов. Усилитель представляет собой эпитаксиальный слой GaAs 2
толщиной d (2—15 мкм), выращенный на высокоомной подложке 1.
Омические катодные и анодные контакты расположены на расстоя-
нии I друг от друга и обеспечивают дрейф электронов вдоль пленки
при подаче на них постоянного напряжения Uo. Два контакта 3 в виде
барьера Шоттки шириной 1 — 5 мкм используются для ввода и вы-
вода СВЧ-сигнала из прибора. Входной сигнал, подводимый между
катодом и первым контактом Шоттки, возбуждает в потоке электро-
нов волну объемного заряда, которая изменяется по амплитуде при
движении к аноду с фазовой скоростью Гф.
Для работы усилителя требуется обеспечить однородность пленки
и однородность электрического поля по длине прибора. Напряжение
смещения УБВ лежит в области ОДП GaAs, т. е. при Ео = 5 -?
ч- 15 кВ/см. В этом случае происходит нарастание волны объемного
заряда при ее движении вдоль пленки. Устойчивое однородное распре-
деление электрического поля достигается в УБВ за счет использо-
вания пленок малой толщины и покрытия пленки GaAs диэлектриком
с большим значением е.
Применение основных уравнений движения электронов для одномер-
ного случая (9.30), (9.32), (9.33) и режима малого сигнала, когда постоян-
ные составляющие конвекционного тока, напряженности электрического
поля и плотности заряда много больше амплитуды переменных со-
ставляющих (Е = Ео + Е„,е'ш'-П; п = л0 + nme>at~rz; Eq, п0 » Е„„ пт),
приводит к дисперсионному уравнению для постоянной распростра-
нения Г = а +УР, имеющему решение в виде двух волн.
Одна из них является прямой волной, распространяющейся вдоль
Рис. 9.48. Схема устройства тонко-
пленочного усилителя бегущей вол-
ны на GaAs с продольным дрей-
фом электронов
10*
267
пленки от катода к аноду с фазовой скоростью Гф«удр, и имеет
амплитуду, изменяющуюся по закону
ехр [г/(тлрдр)] = ехр(— г'/тл), (9.38)
где t' — время движения электронов от входа прибора, что совпадает
с полученным ранее выражением (8.7) для изменения заряда в полу-
проводнике. При работе в области ОДП т. < 0 и прямая волна нара-
стает. Вторая волна является обратной, распространяется от анода
к катоду и затухает по амплитуде как exp(^pZ/D). Коэффициент диф-
фузии D для GaAs составляет 200 — 600 съг/с, поэтому ггдр»D и
обратная волна быстро затухает. Из (9.38) коэффициент усиления при-
бора равен (дБ)
Ку = 101g Р-^- = 8,68 ^^11ф|-н0/.
4 вх
(9.39)
Оценка по (9.39) при | цл11ф| = 2000 см2/(В-с) и п0 = 1014 4- 101= см-3
дает усиление порядка 0,3 — 3 дБ/мкм. Следует иметь в виду, что
выражение (9.39) является, по существу, качественным. Непосредствен-
ное использование его для расчета нарастающих волн объемного
заряда может привести к ошибкам из-за сильного влияния граничных
условий при малой толщине пленки, так как задача должна рассмат-
риваться как двумерная. Необходимо также учитывать диффузию элек-
тронов, ограничивающую диапазон частот, в котором возможно уси-
ление. Расчеты подтверждают возможность получения в УБВ усиле-
ния ~ 0,5 1 дБ/мкм на частотах 10 и более ГГц. Подобные при-
боры можно использовать также в качестве управляемых фазосдвига-
телей и линий задержки СВЧ.
Глава 10. СВЧ-транзисторы
§ 10.1. Биполярные СВЧ-транзисторы
В отличие от вакуумных СВЧ приборов — клистронов, ЛОВ, маг-
нетронов и других устройств, — не имеющих, с точки зрения меха-
низма работы, аналогов в низкочастотном диапазоне, в основе ра-
боты полупроводниковых СВЧ-транзисторов лежат те же физиче-
ские процессы, которые определяют работу транзисторов на низких
частотах.
Рассмотрим факторы, которые, с одной стороны, ограничивают
возможность использования низкочастотных транзисторов в СВЧ-диа-
пазоне и которые приводят, с другой стороны, к конструктивным
особенностям СВЧ-транзисторов, являясь основанием для выделения
их в самостоятельную группу транзисторных приборов.
Во-первых, следует отметить, что частотный диапазон транзистора
ограничивается временем переноса носителей заряда через транзистор.
Применяемые в настоящее время СВЧ-транзисторы работают с малым
временем пролета и с этой точки зрения могут быть сопоставлены
с вакуумными СВЧ-триодами. Во-вторых, существуют частотные огра-
268
ничения, которые обусловлены
скоростью изменения заряда,
накопленного в транзисторе:
введение носителей заряда в
обедненные области р-и-перехо-
дов сопровождается накоплени-
ем заряда, и напряжение на пе-
реходах устанавливается рав-
ным входному спустя лишь
некоторое время, определяемое
постоянными зарядки емкостей
р-и-переходов. В - третьих, кон-
струкции выводов электродов
транзистора и соответствующие
Рис. 10.1. Устройство биполярного
СВЧ-транзистора
им паразитные емкости и индуктивности влияют на частотные
характеристики транзистора.
Рассмотрим на примере биполярного транзистора (БТР) (рис. 10.1),
какие конструктивно-технологические решения позволяют создать тран-
зисторы, работающие в СВЧ-диапазоне. Исходным материалом для
изготовления планарного транзистора служит пленка 6 высокоомного
кремния с проводимостью и-типа, создаваемая методом эпитаксиаль-
ного наращивания на подложке 7, на которой формируют вывод кол-
лектора прибора. Методом ступенчатой фотолитографии в изолирующей
пленке создают окна, через которые в несколько стадий вводят леги-
рующие примеси и формируют область базы 4 с проводимостью
p-типа, низкоомную проконтактную область базы 5 р+-типа, а в даль-
нейшем — эмиттерную область 3 с проводимостью п+ -типа. Металли-
ческая пленка 1 и 2 обеспечивает подачу управляющих напряжений
соответственно к базе и эмиттеру транзистора. На границе эмит-
тер — база создается обедненный подвижными носителями заряда эмит-
терный р-и-переход 9, на границе база — коллектор — коллекторный
р-п-переход 8.
В активном режиме эмиттерный переход работает при прямом
смещении, коллекторный — при обратном. Поскольку эмиттерный пе-
реход открыт, происходит инжекция электронов из эмиттерной области
в базовую область транзистора, а также диффузия дырок из базовой
области в эмиттерную. Введение дырок в эмиттер со стороны базы
уменьшает эффективность инжекции, поэтому принимают меры к умень-
шению дырочного тока: концентрацию доноров в эмиттере делают
большей, чем концентрация акцепторов в базе. Таким образом, можно
считать, что в базу через эмиттер вводится электронный ток. Посколь-
ку концентрация электронов в базе мала, диффузионное движение
электронов на границе эмиттер — база не прекращается, а прости-
рается на всю область базы. Основная доля диффузионного потока
электронов достигает границы обедненного подвижными зарядами слоя
р-и-перехода база — коллектор. В обедненном слое коллекторного пере-
хода, смещенного в обратном направлении, действует сильное внут-
реннее электрическое поле неподвижных ионизированных примесей.
Вектор электрического поля в р-л-переходе направлен навстречу дви-
269
жению электронов, и поле является ускоряющим для электронов,
подошедших к границе коллекторного перехода. Напряженность элек-
трического поля в коллекторном переходе велика. Так, при напряже-
нии коллектора ~ 10 В и при ширине коллекторного р-п-перехода
порядка микрометров напряженность Е-поля составляет несколько кило-
вольт на сантиметр. В таком сильном поле характер движения элек-
тронов меняется, становясь дрейфовым. Электроны вытягиваются полем
из границы база — коллектор коллекторного р-п-перехода и переносятся
через обедненный слой перехода в коллектор.
В СВЧ-транзисторах в первую очередь принимают меры по умень-
шению времени переноса заряда через базу транзистора, для чего
уменьшают размер /Б базы (рис. 10.1). Современная технология поз-
воляет получать транзисторы с толщиной базы до десятых долей
микрометра. Наличие сверхтонкой базы является одной из особен-
ностей транзисторов СВЧ.
Однако при уменьшении толщины базы снижается значение пре-
дельно допустимого обратного напряжения коллектор — база, поскольку
напряженность Е-поля в коллекторном переходе не должна превосхо-
дить пробивного значения для выбранного материала. В свою очередь,
снижение напряжения источника питания коллектор — база ведет к умень-
шению выходной мощности транзистора. Таким образом, для тран-
зисторов СВЧ-диапазона значения выходной мощности единичной тран-
зисторной структуры уменьшаются. В известной мере это уменьшение
удается скомпенсировать путем объединения в одном корпусе прибора
нескольких транзисторных структур.
Сокращение времени переноса носителей через базу возможно не
только за счет уменьшения толщины базы, но и за счет обеспечения
преимущественно дрейфового (а не диффузионного) характера переноса
частиц через базу. Дрейфовая скорость может существенно превышать
скорость диффузионного движения, если создать в базе внутреннее
ускоряющее поле. Для этого при изготовлении дрейфового транзи-
стора легирующие примеси в базе распределяют неравномерно. Напри-
мер, для базы p-типа обеспечивают превышение концентрации акцеп-
торных примесей у эмиттера по сравнению с концентрацией акцепто-
ров у коллектора. Можно показать, что если распределение примесей
в базе имеет экспоненциальный характер, то напряженность внутрен-
него электрического поля оказывается постоянной по толщине базы
(рис. 10.2). Напряженность электрического поля в базе определяется
отношением концентрации примесей на границах базы:
вн /ь ^бк ’
где UT = kT/е — так называемый тепловой потенциал.
Величину т = принято называть фактором поля. Оиа харак-
теризует соотношение между напряжением в базе за счет внутрен-
него поля и тепловым потенциалом UT. Значение т для кремния
может достигать 10. Соответственно напряженность электрического поля
для тонких баз оказывается весьма значительной. Например, если
Температура равна комнатной, то Utk 25 мВ и при т = 2 в базе
270
с толщиной, равной 0,3 мкм, возникает
поле порядка 4,0 кВ/см.
Так как дрейфовая скорость в ре-
альных случаях равна диффузионной
уже при значениях электрического поля
~ 1 В/см, то в электрических полях,
составляющих сотни вольт на сантиметр,
можно заведомо не принимать в расчет
диффузионный перенос. В дрейфовых
транзисторах время переноса зарядов че-
рез базу в т раз меньше по срав-
нению с временем переноса в бездрейфо-
Рис. 10.2. Распределение
примесей и напряженности
поля в дрейфовом транзи-
сторе
вых транзисторах. Граничная частота
коэффициента переноса, тока увеличивается также в т раз:
/хдр = 'л/Хбездр. Транзисторы с неоднородным распределением примесей
в базе получили широкое распространение, причем большинство из них
работает в режиме с дрейфовым переносом в базе,
При изготовлении СВЧ-транзисторов уменьшение толщины базы
(помимо уменьшения выходной мощности) ведет и к другому неже-
лательному эффекту — увеличению сопротивления базы в поперечном
направлении (участка базы в направлении оси х на рис. 10.1). Соот-
ветственно увеличивается постоянная зарядки емкости коллекторного
перехода, что снижает верхнюю рабочую частоту транзистора. Для
уменьшения поперечного сопротивления базы область под базовым
выводом легируют, создавая более низкоомный слой базы р+-типа
(область 5 на рис. 10.1). Тем не менее протекание базового тока па-
раллельно плоскости кристалла приводит к возникновению нерав-
номерного падения напряжения на распределенном сопротивлении ма-
териала базы (рие. 10.3, а, сплошные линии — ток в базе в активном
режиме работы транзистора). Протекание базового тока обусловлено
рядом факторов, из которых наиболее существенными являются ввод
и вывод носителей заряда через базу для обеспечения ее электро-
нейтральности. Возникающее из-за протекания тока падение напряже-
ния на эмиттерном переходе в центре эмиттера оказывается меньше
падения напряжения у края (при + /э/2) на значение омического падения
напряжения на участке активной базы (0 < х < /э/2). Плотность тока
эмиттера экспоненциально зависит от
напряжения на р-п-переходе. Поэтому
Рис. 10.3. К пояснению «эффекта оттеснения тока эмиттера»
271
Рис. 10.4. Структуры СВЧ-транзисторов:
а — гребенчатая; б — многоэмиттерная; 1 — вывод эмиттера; 2 — вывод базы
вдоль оси х (например, при х = 0 и х = + /э/2) в тонкой базе
всего в несколько UT приведет к различию в значениях плот-
ности тока в центре эмиттера уэ(0) и на краю эмиттера
С (/.,/2) примерно на порядок. Возникает эффект «оттеснения
тока эмиттера». Распределение плотности тока по эмиттеру
в этом случае показано на рис. 10.3, б. Для устранения эф-
фекта «самосмещения эмиттера» его выполняют в виде узких полосок.
С уменьшением размера /э возрастает равномерность распределения
тока по эмиттеру (рис. 10.3, в). Чтобы при узких полосках вывода
эмиттера обеспечить нужный эмиттерный ток без превышения допусти-
мой плотности тока, длина эмиттера в направлении координаты z
должна быть достаточно большой. Однако в длинном эмиттере удален-
ные части полоски будут «работать» при напряжениях, отличных от
напряжения в месте соединения полоски с подводящим контактом.
Поэтому необходимую общую длину эмиттера обеспечивают, выполняя
эмиттер в виде большого числа отдельных полосок (до 15), между
которыми располагают полоски выводов базы (рис. 10.4, а).
Конфигурация эмиттера и базы важна для нахождения верхней
частотной границы СВЧ-транзистора. Транзистор должен иметь макси-
мальный периметр эмиттера при минимальной площади. Первое тре-
бование определяется необходимостью обеспечить равномерное распре-
деление тока эмиттера, второе — необходимостью уменьшения емкости
эмиттера, шунтирующей эмиттерный р-н-переход и снижающей уро-
вень инжекции.
В гребенчатой структуре (рис. 10.4, а) маломощных малошумя-
щих СВЧ-транзисторов в настоящее время создают эмиттерные по-
лоски шириной до 1 мкм, что близко к предельным возможностям
современной технологии изготовления полупроводниковых структур.
Рис. 10.5. СВЧ-транзисторы с ленточными выводами в металло-
керамических корпусах
Предельная частота (ГГц) таких структур оценивается [19] значением
/max ~ 40/(/э + 2г), где /э и t — размеры, показанные на рис. 10.4, а,
выражены в микрометрах.
Для более мощных СВЧ-транзисторов используется объединение
в одном кристалле большого числа единичных структур (до 150)
с сохранением большого отношения периметр/площадь. Так, в мно-
гоэмиттерной структуре (рис. 10.4, б) в теле кристалла могут быть
созданы полоски из низкоомного р + -слоя. Внутри каждой ячейки
расположен «прямоугольник» эмиттера. Вывод эмиттера 1 изолирован
от базовой сетки слоем оксида SiO2.
Особенности СВЧ-транзисторов с точки зрения конструкции вы-
водов эмиттера, коллектора и базы состоят в том, что выводы делают
в виде коротких полосок, удобных для сочленения с микрополоско-
выми линиями передачи. Такая геометрия выводов наиболее полно
отвечает требованиям уменьшения их «паразитных» емкостей и индук-
тивностей. По этой же причине СВЧ-транзисторы, как правило, выпол-
няют без внешнего металлического корпуса (рис. 10.5).
§ 10.2. Эквивалентная схема биполярного СВЧ-транзистора
Получить характеристики транзистора можно путем решения си-
стемы дифференциальных уравнений переноса, непрерывности и Пуас-
сона при соответствующих начальных условиях. Ввиду сложности задачи
такой подход, по существу, не находит применения.
На практике широко используют представление СВЧ-транзистора
эквивалентными схемами (схемами замещения). Эквивалентные схемы
составляют таким образом, чтобы токи и напряжения, протекающие
в них, в достаточной мере отвечали процессам в транзисторе.
Транзистор может работать в режиме малого сигнала (в классе
А) и в режиме большого сигнала, в частности с отсечкой коллек-
торного тока (рис. 10.6). В малосигнальном режиме (рис. 10.6, а) ампли-
туда сигнала может считаться столь малой, что она не меняет ре-
жима транзистора по постоянному току, а также параметров его
эквивалентной схемы. Малосигнальный режим характерен для линей-
ных усилителей, выполняемых на транзисторах .малой мощности.
В режиме большого сигнала (рис. 10.6, б) работают транзисторы сред-
ней и большой мощности в оконечных каскадах усилителей, генера-
торах с внешним возбуждением и автогенераторах. Как конструкции
273
Рис. 10.6. Временная зависимость коллекторного тока транзистора
в режиме малого (а) и большого (6) сигналов
транзисторов различного уровня мощности, так и их эквивалентные
схемы в обоих режимах различаются.
Рассмотрим схему замещения транзистора, работающего в малосиг-
нальном режиме. Схему замещения целесообразно строить, моделируя
сначала активную область транзистора, расположенную под вводом
-эмиттера (по оси у на рис. 10.1), а затем учитывая области тран-
зистора в поперечном направлении (по оси х на рис. 10.1). Схемати-
чески активная область транзистора показана на рис. 10.7, а. В схеме
замещения эмиттерный переход представляется цепочкой гэСэ, где Сэ —
емкость, а г3 — дифференциальное сопротивление эмиттерного перехода.
Процесс переноса частиц в базе представляется на схеме замещения
в виде генератора коллекторного тока 7КГ. Ток генератора управ-
ляется током эмиттера, поэтому /1Т = а/э, где а — коэффициент передачи
тока. Коллекторный переход, смещенный в обратном направлении,
и массивная область полупроводника коллектора отражаются на схеме
а) 5)
Рис. 10.7. Участок активной области
транзистора (а) и его эквивалентная
схема (6)
замещения цепочкой, состоящей из
емкости коллектора в активной
области транзистора Ска и сопро-
тивления гк полупроводника. Со-
временные СВЧ-транзисторы из-
готовляют с применением вы-
сокоомного эпитаксиального слоя
на подложке с малым удельным
сопротивлением, поэтому часто
гк можно исключить из рассмот-
рения. Сопротивление закрытого
коллекторного перехода на высо-
ких частотах оказывается много
больше, чем сопротивление ем-
кости Ска, и также может не
учитываться.
274
Б
—4Э
^ка, к
—а f\
s)
Рис. 10.8. Часть структуры би-
полярного транзистора гребен-
чатого типа (а) и его «попе-
речная» эквивалентная схема (б):
1 — вывод базы; 2 - вывод эмиттера;
3 — коллекторный эпитаксиальный
слой
Дополним полученную схему элементами, отражающими процессы
протекания токов в поперечном направлении транзисторной струк-
туры. Рассмотрим рис. 10.8, а, где вместо распределенных сопротив-
лений и емкостей условно показаны сосредоточенные сопротивления,
отражающие различные области базы. Протеканию тока проводимо-
сти база — эмиттер в активной части базы соответствуют сопротив-
ления К1( сопротивлению полупроводника между активной частью
эмиттерного перехода и базой — R2, сопротивлению р+-базы — /?3,
сопротивлению базового контакта — Л4. Токам смещения соответ-
ствуют емкость Cj в активной и емкости С2, С3 в пассивной обла-
стях базы. В результате эквивалентную схему структуры в поперечном
направлении можно представить в виде соединения сосредоточенных
элементов (рис. 10.8,6) гб2, Ска (для активной части базы) и гб1, Скп
(для пассивной части базы).
Наконец, объединяя схемы замещения активной части транзистора
(см. рис. 10.7,6) и его поперечной структуры (рис. 10.8,6), получим
полную схему замещения транзистора в малосигнальном режиме
(рис. 10.9). Схема замещения транзисторной структуры дополнена индук-
тивностями L3, L& Ц. выводов транзистора и емкостями С1; С2, С3
выводов относительно платы, на которой монтируют транзистор.
Часто «паразитные» индуктивности и емкости относятся к внешней
схеме, подключенной к транзистору, и при анализе работы транзи-
стора рассматривают только схему замещения структуры, выделен-
ную на рисунке пунктиром.
Рассмотрим схему замещения транзистора, работающего в режиме
большого сигнала (рис. 10.10). Отличие ее от рассмотренной схемы
(рис. 10.9) состоит в том, что в ней показана диффузионная емкость
эмиттерного перехода Сэдаф и введены ключи К2 и К2. При переходе
эмиттерного р-л-перехода в закрытое состояние ключи К2 и К2 раз-
мыкаются, генератор тока 7КГ = а7э выключается и ток через транзистор
протекает как через пассивную цепь. С переходом в активный режим
275
Рис. 10.9. Т-образная схема замещения биполярного
транзистора для режима малого сигнала
работы эмиттера ключи Кг и К2 замыкаются. Накопление инжекти-
рованных носителей заряда учитывается диффузионной емкостью Сэд„ф,
которая заметно превышает барьерную емкость Сэбар. Показано также
сопротивление стабилизации RCT эмиттера, необходимое для работы
мощных транзисторов. Следует отметить, что элементы схемы заме-
щения транзистора в режиме большого сигнала обычно представляют
собой усредненные в рабочем диапазоне изменения токов и напря-
жений значения емкостей и сопротивлений. Кроме того, так как ключи
Kt и К2 коммутируются в течение каждого периода высокочастот-
.---------1
1кг=Ыз ।
Рис. 10.10. Т-образная схема замещения транзистора при работе с от-
сечкой коллекторного тока
276
ных колебаний, то в каждом периоде транзистор представляет собой
поочередно то пассивную, то активную схему. Работа транзистора при
этом характеризуется периодически повторяющимися переходными про-
цессами в обеих схемах. Анализ параметров транзистора оказывается
в этом случае значительно более сложным, чем для малосигналь-
ного режима.
§ 10.3. Частотные характеристики биполярного
транзистора
В СВЧ-устройствах транзистор работает по схеме с общей базой
или по схеме с общим эмиттером. Частотные характеристики тран-
зистора относительно его внешних выводов при этом существенно отли-
чаются. Соответственно требуются различные параметры для оценки
частотных свойств транзистора в двух указанных схемах. Однако во
внутренней активной части транзистора, которую часто называют теоре-
тической моделью, процессы протекают независимо от схемы вклю-
чения, т. е. частотные свойства такой модели являются общими для
любой схемы включения транзистора. Поэтому целесообразно рассмот-
реть частотные свойства транзистора в два этапа: сначала установить,
как зависят от частоты параметры теоретической модели, а затем
выяснить частотные свойства транзистора относительно его внешних
зажимов в различных схемах включения. Теоретическая модель соот-
ветствует активной области транзистора (см. рис. 10.7, а). Рассмотрим
характеристические частоты и временные задержки, которые возникают
при прохождении сигналом каждой из областей транзистора — эмиттера,
базы и коллектора, анализируя поведение коэффициентов передачи тока
каждой из областей. Ограничимся малосигнальным режимом работы
транзистора.
Прохождение сигнала через эмиттерную область сопровождается
зарядкой барьерной емкости и протеканием токов смещения по цепи
емкость — тело базы — ввод базы. Носители, инжектированные из эмит-
тера в обедненный слой р-и-перехода, индуцируют противоположный
по знаку заряд на другой стороне обедненного слоя (на противо-
положной «обкладке емкости»). Электронейтральность практически
мгновенно восстанавливается за счет притока заряда из вывода базы
(а не из коллектора, поскольку он находится в закрытом состоянии).
Таким образом, к коллектору поступает ток, который меньше тока
эмиттера на значение емкостной составляющей тока эмиттерного пере-
хода.
На эквивалентной схеме эмиттерной области транзистора (см.
рис. 10.7,6) рассмотренное явление отражается процессами в цепочке
гэСэ. Часть тока эмиттера 13 проходит через емкость Сэ, часть — через
сопротивление г.,. Однако инжектируется в базу в виде носителей
заряда и переносится в коллектор только ток, протекающий через г,.
Считая, что сигнал на входе меняется по синусоидальному закону,
для токов р-и-перехода, к которому приложено напряжение Un, можно
ип
записать: для входного тока эмиттера М = ------для инжекти-
1/гэ +j<oC3
277
рованного тока /Эияж = Пп/гэ. Введем коэффициент передачи эмиттера
у как отношение инжектированного эмиттерного тока к входному току
эмиттера:
у = = - 1 е (10.1)
7э |/1 + (®С,г.,)2
где угол <рэ находят из соотношения tg <рэ = соС./.,. Этот угол опреде-
ляет запаздывание по фазе инжектированного тока относительно тока
на входе эмиттера. С ростом частоты запаздывание тока увеличивает-
ся, а амплитуда падает (рис. 10.11, а). Из соотношения (10.1) следует,
что на некоторой частоте а>„ которую называют характеристической
и которая определяется тем, что а>-,С/э =1, и | у |, и соответственно
Пэ.икж! уменьшаются относительно низкочастотного значения в |/2 раз.
Частоте ®э соответствуют запаздывание по фазе срэ — л/4 и время
запаздывания тэ % 1/<оэ. Поскольку при и -»0 у принимает низкочастот-
ное значение у0, выражение для у можно преобразовать к виду
= __Уо
7 1 '
Движение носителей через базу описывается уравнением переноса,
которое для дрейфового СВЧ-транзистора может быть решено лишь
численными методами. В результате решения этого уравнения находят
•коэффициент переноса тока в базе х, определяемый как отношение
тока Гк на границе база — коллектор к инжектированному току
/эииж, и значение характеристической частоты <а5, на которой | х | умень-
шается в ]/5 раз по сравнению с низкочастотным значением х0.
Частотная зависимость х/х0 и угла запаздывания по фазе ср6 тока
Гк относительно тока /э.инж приведена на рис. 10.11, б. Для проведения
аналитических расчетов предложен ряд аппроксимаций. Например, соот-
ношение
x0e~-'™/“6
х = ----~—,
1 + jco/ccto
где г = (0.22 ч-0,18) т, дает хорошее совпадение как амплитудной, так
Рис. 10.11. Зависимость коэффициента передачи эмиттера (а) и коэф-
фициента переноса тока базы (б) от частоты
27g
и фазовой характеристик х с кривыми, приведенными на рис. 10.11.
Соотношение (10.3) удобно также и тем, что оно, подобно (10.2), облег-
чает анализ частотных свойств транзистора. Заметим, что <об = 1/т5, где
т6 — время запаздывания сигнала в базе. Причина уменьшения | х |
состоит в том, что за время переноса через базу модулированного
по плотности потока частиц происходит размытие сгустков за счет
диффузии, приводящее к уменьшению переменной составляющей плот-
ности потока. Частотная зависимость х определяется конечным временем
прохождения носителей заряда через базу.
Рассмотрим время задержки сигнала в обедненной области коллек-
торного перехода шириной хк. Движение носителей заряда на этом
участке происходит в сильном электрическом поле. При этом скорость
носителей достигает скорости насыщения инас и время переноса частиц
через обедненную область коллектора tK = хк/инас. Математически про-
цесс переноса электронов соответствует задаче о наведении тока в
плоском зазоре при прохождении модулированного потока, движущегося
с постоянной скоростью, рассмотренной в § 1.1. Считаем, что в обед-
ненную область входит ток /'к, а выходит /к. Вводя коэффициент перено-
.. т ,т, „ sin 0к/2
са тока в коллекторе = 1К/1’К, получим = - -Д' е“Л\ где <рк =
= ®к/2, 0К = <вхк/гнас. Отсюда находят характеристическую частоту
и время задержки тк — 1/ик = хк/(2гнас) = Гк/2. Начальный участок частот-
ной характеристики £к схож с представленными на рис. 10.11 для у и и,
е -у0,6а/с>к
что позволяет записать с = ----?—•
'К 1+>/®к
В коллекторной области транзистора, находящейся между обеднен-
ным слоем коллекторного р-и-перехода и выводом коллектора, задерж-
ка сигнала происходит из-за зарядки емкости Ска через сопротивление
гк (см. рис. 10.7,6). Коэффициент передачи цепочки £ск = 1/(1 +
+/<вгкСка) = 1/(1 +./<й/«ск), где иск = 1/(гкСка) — характеристическая часто-
та рассматриваемой области коллектора.
Найденные коэффициенты передачи Позволяют определить коэф-
фициент передачи активной области в целом:
уоХое-1«^®бе -Дбш/шк
« - МЛк - ц + ц + ц + у®/^) (1 + 7и/иск) ’ (10'4)
Проанализировать частотные свойства а по соотношению (10.4)
сложно. Для упрощения анализа учтем связь а с коэффициентом
усиления по мощности. Так как а определяет ток, протекающий в
нагрузке, то мощность в ней будет пропорциональна а2. Рабочая поло-
са частот усилителя обычно устанавливается по уровню спада коэф-
фициента усиления на 3 дБ или в два раза от его низкочастотного
значения. Это соответствует уменьшению | а | в 1/|/2 раз. Очевидно,
что для входящих в (10.4) коэффициентов передачи предел изменений
модулей должен быть значительно меньше, чем 1/|/2. Другими сло-
вами, транзистор будет успешно работать только на частотах, много
279
В)
S)
Рис. 10.12. Обобщенные структурные схемы включения транзистора:
а — в усилителе; о — в генераторе
меньших характеристических частот каждой из областей. При этом
фазочастотные характеристики коэффициентов передачи близки к линей-
ным, а времена задержек не зависят от частоты.
Упрощая выражение (10.4), пренебрежем членами, содержащими и2
и в высших степенях. Тогда знаменатель (10.4) примет вид 1 + )<отэ +
+ + >тк + >тск = 1 + Jft>T3K, где тэк = тэ + тб + тк + тск - суммарная
задержка сигнала в активной части транзистора. В результате для а
можно записать приближенное выражение
а = g° _ а° = «о
1 +>тэк |/1 + (ЮТ.)К)2 1 + 7®/®т ’
где а0 — низкочастотное значение а; а>т — так называемая граничная
частота транзистора, т. е. частота, на которой выполняются равенства
= 1/сот и | а I = (|/2/2) а0.
Таким образом, граничная частота БТР определяется так:
---% 1/<оэ + 1/<о6 + 1/о\ + 1/<»ск-
(О-Г
По отношению к внешней схеме транзистор представляет собой
активный четырехполюсник. Обобщенная схема его включения показа-
на на рис. 10.12, а (для усилителя) или на рис. 10.12, б (для генератора).
Транзистор как активный четырехполюсник обычно характеризуют
системой У-, Z-, /i-параметров, связывающих входные и выходные
напряжения и токи четырехполюсника. Например, для системы У-
параметров связь токов и напряжений следующая:
11 — У11^1 + У12^2у
^2 — 3'2 1 U1 + 3’22^2,
Л
1г
3'113'12
У21У22
U1
и2
280
a) ff)
Рис. 10.13. Включение транзистора по схемам с общей
базой (а) и с общим эмиттером (б)
для системы //-параметров
(71 — //Illi + hl2U2,
I2 = Ml + /’22^2, ИЛИ
Ur
I2
hi 1^12
1^21^22
h
U2
В СВЧ -диапазоне часто используется система S-параметров:
^Лотр
_ ^2отр_
Sii S12 С1пад
$21 $22 С-,
L 4L 2падТ
где С[1ад, (7отр — нормированные амплитуды падающей и отраженной
волн.
Выясним, как связаны частотные характеристики некоторых пара-
метров транзистора, определяемых относительно его внешних зажимов
с частотными характеристиками внутренней структуры. Ограничимся
рассмотрением коэффициентов передачи токов через транзистор на
примере //-параметров.
Коэффициент передачи тока в схеме с общей базой (рис.
определяется величиной
й216=^
it
С2 = 0’
10.13, а)
т. е. отношением тока в короткозамкнутой выходной цепи к входному
току. Рассмотрим коэффициент передачи тока базы //21, применительно
к схеме на рис. 10.9. Входным током здесь является ток эмит-
тера 1Э, выходным током в режиме короткого замыкания —
лектора 1К. Тогда имеем
ток кол-
ос,
т. е. коэффициент передачи тока, определяемый относительно внешних
зажимов транзистора, равен коэффициенту передачи тока его ак-
тивной части. Соответственно граничная частота коэффициента передачи
тока транзистора в схеме с общей базой <ой21б = °>г- Зависимость мо-
дуля коэффициента передачи тока базы от частоты показана на
рис. 10.14. На частоте <o;i21g коэффициент усиления по мощности
Рис. 10.14. Частотные зависимости
модулей коэффициентов передачи (в ло-
гарифмическом масштабе) при раз-
личных включениях биполярного тран-
зистора:
I — с общей базой; 2 — с общим эмиттером
281
уменьшается в два раза по сравнению с максимальным и исполь-
зование транзистора на больших частотах хотя и возможно, но энерге-
тически не оправдано.
Определим коэффициент передачи входного тока, если транзистор
включен по схеме с общим эмиттером (рис. 10.13,6). Эту схему широко
применяют в усилительных устройствах СВЧ. Здесь входным является
ток базы, выходным — ток коллектора. Тогда коэффициент передачи
тока

и 2 = О
и 2 =0.
Частотные характеристики коэффициента h2i3 существенно отличают-
ся от частотной характеристики h215. Для их анализа следует найти
зависимость /«(/g) через параметры схемы замещения (см. рис. 10.9).
Существенное отличие схемы с общим эмиттером от схемы с общей
базой очевидно: при подаче сигнала со стороны базы заметную роль
играет цепь г6Ск, ответвляющая часть входного сигнала на выход
транзистора, минуя область активного усиления. Выполнив необхо-
димые преобразования и вычисления, можно получить
h = /г == ~ h^rJIjaCj + гД! + >С/..,)
213 II Г2 = О Гэ/(1 + 7<эСэГэ) + j(l - /!21бУ(®Ск) + Гх '
Из рис. 10.14 видно, что значения (h2i31 уменьшаются в |/2/2 раз
относительно низкочастотного значения на частоте <bJi2i . Однако назы-
вать эту частоту граничной нельзя: низкочастотное значение
| /|21э | х 20-? 40, и при частотах выше <о/12|э транзистор может вполне
успешно работать. Поэтому за граничное значение принимают частоту
игр, на которой | h2i31 = 1. Выше этой частоты использовать тран-
зистор в схеме с общим эмиттером действительно нецелесообразно.
Частота югр весьма удобна с метрологической точки зрения. Это
объясняется тем, что участок характеристики h2l3 (со) в логарифмическом
масштабе линеен. Это позволяет, измерив h2i3 при несколько более
высоких частотах, чем ©иь, получить экстраполированное значение
<огр. Таким образом, можно измерениями на более низких частотах
оценить- верхнюю частотную границу транзистора в схеме с общим
эмиттером, что значительно проще непосредственных высокочастотных
измерений.
Отметим, что расчеты по эквивалентным схемам считаются вполне
удовлетворительными, если они обеспечивают » 30 %-ное расхождение
с экспериментом. Практически это реализуется до частот ~ 14-2 ГГц.
На более высоких частотах продуктивнее оказывается подход, осно-
ванный на непосредственном измерении S-параметров транзистора.
Эквивалентные схемы на сосредоточенных элементах при этом исполь-
зуют только для качественных прогнозов хода характеристик или
приводят для установления соответствия с экспериментом методами
оптимизации с помощью ЭВМ.
В заключение укажем еще одну величину fшах ]//1216/гр/(8лг6Ск),
которая характеризует предельные частотные возможности транзистора.
282
На частотах, превышающих /так, транзистор перестает быть активным
элементом, т. е. только поглощает входной сигнал. Генерация или
усиление в этом случае невозможны ни при каких схемах включения.
Таким образом, для того чтобы БТР можно было использовать
для работы в коротковолновой части диапазона СВЧ, необходимо
принимать меры, обеспечивающие снижение и Ск, а также увеличи-
вающие /гр (соответственно <от). Как было показано ранее, такие
требования к конструкции транзистора и его электрическим параметрам
оказываются противоречивыми и не могут быть улучшены одновремен-
но. Современные БТР работают на частотах до 15 ГГц, их макси-
мальная выходная мощность в непрерывном режиме достигает 300 Вт
на частоте 1 ГГц, 20 Вт — на 3 ГГц, 1 Вт — на 10 ГГц и 0,1 Вт—
на 14 ГГц. На частотах 1-3 ГГц к.п.д. превышает 50%, на верхней
частотной границе к.п.д. около 20%. Минимальный коэффициент шума
2,5 — 3 дБ на 2 — 4 ГГц и ~7 дБ на частотах более 10 ГГц.
§ 10.4. Полевые СВЧ-транзисторы
Полевые транзисторы (ПТР) были разработаны позже БТР. Кон-
структивно-технологические отличия ПТР, вытекающие из их принципа
действия, позволяют повысить частотную границу СВЧ-транзисторных
устройств по сравнению с устройствами на основе БТР.
Принцип действия ПТР заключается в том, что при изменении
напряжения на затворе меняются эффективная ширина пролетного
канала и соответственно ток в цепи исток — сток. Полевые транзисто-
ры различаются по методу управления потоком основных носителей
заряда, движущихся в полупроводниковом канале. Они могут иметь
изолированный затвор, затвор на основе р-н-перехода или затвор на
основе барьера Шоттки. Транзисторы с изолированным затвором из-
за наличия МОП-структуры имеют невысокие граничные частоты и не
используются в сантиметровом диапазоне волн. Полевые транзисторы
с р-п-переходом не позволяют существенно увеличивать уровень мощ-
ности вследствие низких допустимых напряжений и малой площади
поверхности, отводящей теплоту.
Наиболее широкое применение на СВЧ находят ПТР с барьером
Шоттки (рис. 10.15). В таких транзисторах в высокоомной подложке 1,
выполненной из GaAs, создан эпитаксиальный проводящий канал 2
и-типа. Через невыпрямляющие контакты, образованные п + -областями
3 и металлическими пленками 4 и 6, канал 2 подсоединен к выводам
истока И и стока С. Между истоком и стоком расположен здтвор 5,
у которого на границе с н-каналом образован барьер Шоттки. При
подаче напряжения между стоком и истоком через n-канал протекает
электронный ток. Отметим, что подвижные носители заряда в ПТР
вводятся в и-канал и выводятся из него через невыпрямляющие
контакты. Поэтому ПТР относят к однополярным (униполярным)
полупроводниковым приборам.
Затвор 5 используется в ПТР для управления током транзистора
с помощью внешнего сигнала. При протекании тока через канал
возникает дадение напряжения на распределенном сопротивлении канала
283
a) ») s)
Рис. 10.15. Структура полевого СВЧ-транзистора с затвором Шоттки (а),
топологическая схема транзистора гребенчатого типа (б) и транзистора
с двумя выводами затвора (в):
1 — подложка; 2 — канал; 3 — области п+ вывода истока и стока; 4 — исток; 5 — затвор;
6 — сток; 7 — обедненная область
вдоль его длины. Поэтому часть барьера Шоттки, расположенная
ближе к стоку, оказывается сильнее смещенной в обратном направлении,
чем остальная часть транзистора. Это приводит к несимметричному рас-
ширению слоя обедненного заряда 7 под затвором (на рис. 10.15 область
7 заштрихована). Область обедненного слоя может расширяться до
высокоомной подложки 1 и перекрывать проводящий канал. При этом
ток транзистора в цепи исток — сток практически перестает зависеть
от напряжения стока; наступает режим насыщения тока исток — сток
на рабочем участке характеристики транзистора.
Повышение обратного смещения на электроде затвора вызывает уве-
личение ширины обедненной области и тем самым сужение п-канала.
При этом возрастает сопротивление и-канала и уменьшается ток стока.
Таким образом осуществляется модуляция электронного потока в
и-канале с помощью внешнего управляющего напряжения.
Одним из основных факторов, определяющих частотные свойства
полевого транзистора, является время пролета носителей заряда в канале
~ ^к/^нас»
где /к — длина канала; /к = Ц + 12 + 1з', ннас — дрейфовая скорость насыще-
ния носителей заряда в канале. Очевидно, что для получения высоко-
частотных приборов необходимо обеспечить малую длину канала и
большую дрейфовую скорость насыщения. Из этих условий вытекает
ряд требований к материалу транзистора и к размерам его электро-
дов. В качестве материала канала в ПТР используют преимущественно
GaAs. Это объясняется тем, что подвижность электронов в этом
материале примерно в 6 раз выше, чем в кремнии, а скорость насыщения
больше.
Имеются данные о создании ПТР на основе фосфида индия, в
котором дрейфовая скорость носителей в 1,5 раза выше, чем в арсениде
галлия. Заметим, что использование GaAs и InP из-за высокой скорости
дрейфа является предпочтительным и в БТР, однако в этом случае
необходимо создавать достаточно сложную многослойную полупровод-
никовую структуру, что связано со значительными технологическими
трудностями.
В ПТР стремятся уменьшить длину канала до значений, опре-
284
Рис. 10.16. Структура полевого транзистора с выделенными пара-
метрами (я) и его эквивалентная схема (6)
делаемых возможностями технологии. Длину активной части полу-
проводникового канала /к удается снизить до 1 — 2 мкм, при этом ток
прибора и отдаваемую мощность можно повысить за счет увеличения
ширины канала b до 2 — 3 мм и создания многоканальной структуры
(рис. 10.15,6). Так, например, ячейка ПТР, предназначенного для работы
на частоте 4 ГГц, имеет затвор с 13 = 1,5 мкм, а размеры Ц и /2
соответственно 1,0 и 2,0 мкм (рис. 10.15, а). При ширине канала 2,6 мм
и размещении на одной подложке до трех десятков единичных
структур, соединенных параллельно, обеспечивается выходная мощность
2 Вт. Уменьшение длины канала, однако, неблагоприятно сказывается
на значении коэффициента отражения от входа, что затрудняет согла-
сование ПТР с входным СВЧ-трактом.
Рассмотрим эквивалентную схему ПТР, соответствующую структуре
транзистора, показанной на рис. 10.16, а. В ней распределенные сопро-
тивления и емкости отдельных областей представлены в виде сосредо-
точенных элементов. Сопротивления активных потерь в областях
затвора, стока, истока и канала в этом случае будут представлены
сопротивлениями г3, гс, ги, гк. Сопротивление гга отражает выходное
сопротивление сток — исток, емкости Сзс, Сзк, Сск — частичные емкости
канала, емкость Сси — междуэлектродную емкость сток — исток. Актив-
ные свойства транзистора отражены генератором стока 1ГС, управляе-
мым напряжением затвор — канал Сзк, причем
1ГС = S„JM*U3K,
где S„ — крутизна характеристики по подложке. В эквивалентной
схеме ПТР (рис. 10.16, а) не учтены индуктивности и емкости выводов.
Частотные свойства транзистора приближенно определяются вре-
менем пролета tK электронов в канале и постоянной времени зарядки
цепи затвор — канал — сток:
Чк = (гз + гк + ги) [(Сзк + СзсСск)/(Сзс + Сск)].
При этом граничная частота /гр = 1/[2л (Гк + тзк)]. Для повышения
/гр нужно прежде всего уменьшать длину канала и емкость Сзк,
которая соответствует емкости барьера Шоттки.
285
Следует заметить, что расчеты на основе эквивалентной схемы ПТР
в коротковолновой части СВЧ-диапазона малоэффективны, так как
большинство параметров схемы не поддается надежному измерению.
Эквивалентная схема полезна лишь для качественных оценок поведения
транзистора. При расчете схем предпочтительнее использовать измерен-
ные S-параметры ПТР.
Преимущества ПТР, как уже отмечалось, заметно проявляются с по-
вышением рабочей частоты. Так, на частоте 6 ГГц выходная мощность
ПТР достигает 25 Вт при к.п.д. около 50% и коэффициенте шума
3 дБ. На частоте 15 ГГц мощность остается значительной — около
2 Вт, к.п.д.—в пределах 20 — 25% и коэффициент шума 3 — 6 дБ. На
частоты выше 15 ГГц БТР промышленного выпуска отсутствуют,
тогда как ПТР, например на частоте 18 ГГц, имеют мощность более
1 Вт при к.п.д. около 10-20% и коэффициенте шума, равном
5 — 8 дБ. Малошумящие ПТР имеют коэффициент шума 0,7 дБ
на частоте 4 ГГц; 1,7 дБ на 12 ГГц и менее 3 дБ на частоте
18 ГГц. Малошумящие ПТР имеют меньший коэффициент усиления
(около 5 дБ).
Важной Является проблема обеспечения надежности ПТР, основной
причиной выхода из строя которых является выгорание металлизации.
При разработках ПТР, кроме того, необходимо решать задачи: умень-
шения длины затвора и емкости контакта затвора, а также сопротив-
лений стока й зйтвора; повышения напряжений пробоя сток — исток
и сток — затвор; совершенствования методов отвода теплоты. В
ближайшее время возможно появление ПТР, работающих на частоте
до 30 ГГц с выходной мощностью около 1 Вт и коэффициентом
шума 3 дБ.
§ 10.5. СВЧ-устройства на транзисторах
На основе транзисторов СВЧ разрабатываются схемы усилителей,
генераторов, умножителей частоты и других устройств, необходимых
для создания радиотехнических средств разного назначения. Устройства
на СВЧ-Транзисторах в диапазоне до 30 ГГц «вытесняют» аналогичные
устройства на СВЧ-диодах вследствие большей мощности, высокого
к. й. д., низкого напряжения питания и малого шума. Чтобы иметь
представление о топологии СВЧ-устройств на основе транзисторов,
рассмотрим в качестве примера два микрополосковых СВЧ-усили-
теля.
Схема усилителя Дециметрового диапазона, выполненного на сосредо-
точенных элементах, имеет вид, показанный на рис. 10.17,а. Усилитель
собран по схеме с общей базой (рис. 10.17,6). Он выполнен на ди-
электрической подложке методом фотолитографии. Индуктивные катуш-
ки и Ь2 изготовлены в виде плоских спиралей. Конденсатор
С3 представляет собой сплошную металлизированную площадку, а
конденсаторы Сг, С2, С4 выполнены в виде близко расположенных
пластин. При настройке схемы близлежащие пластины емкостей галь-
ванически замыкаются легкоплавким припоем. Транзистор устанав-
ливают па заземленную плату с помощью механического крепления,
286
а выводы эмиттера и кол-
лектора подсоединяются к
элементам схемы с помощью
припоя.
Для более высоких частот
усилители выполняют с рас-
пределенными элементами,
например так, как показано
на рис. 10.18, а. Усилитель
выполнен по схеме с общим
эмиттером (рис. 10.18, б). Для
согласования входа и выхода
транзистора использованы
шлейфы, длину которых /шл вх
и /ш вых можно менять в не-
которых пределах, закорачи-
вая металлизированные пла-
стинки на их торцах (рис.
10.18, а). Цепи питания тран-
зистора по постоянному току
содержат высокочастотные
дроссели Дрх и Др2 и бло-
кировочные конденсаторы Ct
и С2. На печатной плате вы-
сокочастотные дроссели вы-
полняют в виде узких мик-
рополосковых линий чет-
вертьволновой длины, после-
довательно с которыми изго-
товляют более широкие чет-
вертьволновые линии, разо-
мкнутые на конце. Тогда в
месте соединения этих линий
может быть осуществлен ре-
жим, близкий к режиму ко-
роткого замыкания. В мини-
муме высокочастотного на-
пряжения включаются бло-
кировочные конденсаторы Q
и С2 и осуществляется по-
дача питающих напряжений.
Разрабатываемые усили-
тели на транзисторах СВЧ,
обладающие высоким к. п. д.,
широким динамическим диа-
пазоном и малым уровнем
шумов, предназначаются для
замены аналогичных уст-
ройств на ЛБВ и усилите-
Рис. 10.17. Транзисторный СВЧ-усилитель
на сосредоточенных элементах (а) и его
принципиальная схема (б)
Рис. 10.18. Транзисторный СВЧ-усилитель
на распределенных элементах (я) и его
принципиальная схема (б)
287
лей на полупроводниковых диодах. В настоящее время на БТР
и ПТР выпускаются линейные усилители с полосой от декады до
октавы в однокаскадном и многокаскадном исполнении. Широко-
полосные усилители на ПТР с барьером Шоттки, перекрывающие
диапазон частот от 8 до 12 ГГц, обеспечивают усиление 5 — 6 дБ на
каскад с коэффициентом шума менее 8 дБ. Масса усилителя с выход-
ной мощностью 1 Вт не превышает 0,3 кг.
На частотах выше 6 ГГц размеры согласующих устройств, а также
цепей подачи смещения на распределенных и сосредоточенных элемен-
тах становятся столь малыми, что удается реализовать интегральные
транзисторные усилители и генераторы, выполненные на одном полу-
проводниковом кристалле. Это связано с тем, что диэлектрические
проницаемости кремния и арсенида галлия велики и длина волны в
микрополосковой линии в несколько раз меньше длины волны в
свободном пространстве. Поэтому на кристалле длиной 2 — 4 мм может
быть выполнено все СВЧ-устройство на БТР или ПТР.
Повышение рабочих мощностей транзисторов в значительной степени
связано с решением проблемы теплоотвода от активной области при-
бора. Для увеличения выходных мощностей транзисторных усилителей
и генераторов широко используют суммирование мощностей отдельных
модулей.
Заключение
В настоящем учебном пособии рассмотрены основные типы вакуум-
ных и полупроводниковых приборов, используемых в радиоэлектрон-
ной аппаратуре СВЧ-диапазона, а также приборы, разрабатываемые
для новых СВЧ-устройств. Электронные приборы СВЧ достигли в
настоящее время высокого уровня развития. Для них характерна широкая
номенклатура приборов, различающихся уровнем выходной мощности,
диапазоном рабочих частот и других специальных параметров.
При разработке конкретных СВЧ-устройств могут быть использова-
ны различные типы электронных приборов. Выбор того или иного
типа прибора обусловлен сравнением широкого круга параметров —
к.п.д., уровня мощности, полосы частот, значений питающих токов
и напряжений, массы и размеров прибора, а также источников питания,
систем управления прибором, уровнем собственных шумов, стабиль-
ностью работы и т. д.
Совершенствование приборов СВЧ идет быстрыми темпами. С одной
стороны, появляются новые типы приборов, такие, как амплитроны,
бидематроны, гиротроны, ЛПД и диоды Ганна, работающие в аномаль-
ном режиме. С другой стороны, повышается надежность и долговеч-
ность «классических» приборов за счет использования новых мате-
риалов, технологических процессов и конструкций, улучшаются их
основные параметры, уменьшаются размеры, что обеспечивает продви-
жение приборов в область более высоких частот. Следует иметь
в виду, что разработка и применение новых типов СВЧ-приборов
представляют интерес лишь в том случае, если они позволяют реали-
зовать существенно более высокие параметры, чем у выпускаемых
приборов. Развиваются как мощные и сверхмощные вакуумные при-
боры СВЧ, предназначенные для систем связи, радиолокации, радио-
управления, энергетики, технологических и бытовых применений, так
и полупроводниковые приборы, быстрое совершенствование которых
начиная с 60-х годов привело к сокращению разработок и выпуска
некоторых типов маломощных вакуумных приборов.
Совершенствование технологии изготовления и конструкций полу-
проводниковых приборов, применение новых полупроводниковых ма-
териалов несомненно позволят существенно улучшить параметры и
поднять максимальный уровень мощности полупроводниковых при-
боров, что наряду с разработками новых конструкций пассивных
компонентов приведет к дальнейшей миниатюризации СВЧ-устройств
и значительно расширит области и масштабы их применений.
289
Рекомендуемая литература
1. Вайнштейн Л. А., Солнцев В. А. Лекции по сверхвысокочастотной
электронике. — М.: Сов. радио, 1978.
2. Электронные приборы сверхвысоких частот/Под ред. В. Н. Шевчика и
М. А. Григорьева,— Изд-во Саратовского уиив., 1980.
3. Шевчик В. Н., Трубецков Д. И. Аналитические методы расчета
в электронике СВЧ,—М.: Сов. радио, 1970.
4. Лебедев И. В. Техника и приборы СВЧ. 2-е изд,—М.: Высшая школа,
1972, т. 2.
5. Силин Р. А., Сазонов В. П. Замедляющие системы. — М.: Сов. радио,
1966.
6. Кукарин С. В. Электронные СВЧ-приборы. — М.: Радио и связь, 1981.
7. Мощные электровакуумные приборы СВЧ/Под ред. Л. Клэмпитта,—
М.: Мир, 1974.
8. Кацман Ю. А. Приборы сверхвысоких частот.—М.: Высшая школа,
1983.
9. Галант М. Б., Бобровский Ю. Л. Минитроны. — М.: Радио и связь, 1983.
10. Цейтлин М. Б., Кац А. М. Лампа с бегущей волной,—М.:
Сов. радио, 1964.
11. Лошаков Л. Н., Пчельников Ю. Н. Теория и расчет усиления лампы
с бегущей волной,— М.: Сов. радио, 1964.
12. Альтшулер Ю. Г.,Татаренко А. С. Лампы малой мощности с обратной
волной. — М.: Сов. радио, 1963.
13. Цейтлин М. Б., Фурсаев М. А., Бецкий О, В. Сверхвысокочасготные
усилители со скрещенными полями,—М.: Сов. радио, 1978.
14. Шалимова К. В. Физика полупроводниковых приборов. — М.: Энер-
гия, 1976.
15. Пасынков В. В., Чиркин Л. К., Шинков А. Д. Полупроводниковые
приборы. — М.: Высшая школа, 1981.
16. Викулин М„ Стафеев В. И. Физика полупроводниковых прибо-
ров. — М.: Сов. радио, 1980.
17. Гусятинер М. С„ Горбачев А. И. Полупроводниковые сверхвысоко-
частотные диоды. — М.: Радио и связь, 1983.
18. Проектирование радиоприемных устройств/Под ред. А. П. Сиверса,—
М.: Сов. радио, 1976.
19. Полупроводниковые приборы в схемах СВЧ: Пер. с англ./Под ред.
М. Хауэса и Д. Моргана, — М.: Мир, 1979.
20. Каганов В. И. СВЧ полупроводниковые передатчики. — М.: Радио
и связь, 1981.
21. Левинштейн М. Е„ Пожела Ю. К., Шур М. С. Эффект Ганна.—
М.: Сов. радио, 1975.
22. Царапкин Д. П. Генераторы СВЧ на диодах Ганна.—М.: Радио и
связь, 1982.
23. Батушев В. А. Электронные приборы.—М.: Высшая школа, 1980.
24. Богачев В. М., Никифоров В. В. Транзисторные усилители мощности. —
М.: Энергия, 1978.
25. Проектирование радиопередающих устройств СВЧ/Под ред. Ут-
кина Г. М,— М.: Сов. радио, 1979.
26. СВЧ полупроводниковые приборы и их применение: Пер. с англ./Под
ред. У. Уотсона, — М.: Мир, 1972.
27. Тагер А. С., Вальд-Перлов В. М. Лавинио-пролетные диоды и их
применение в технике СВЧ.—М.: Сов. радио, 1968.
28. Полупроводниковые приборы СВЧ: Пер. с англ./Под ред.
Ф. Бренд,— М.: Мир, 1972.
29. СВЧ устройства на полупроводниковых диодах/Под ред. И. В. Маль-
ского и Б. В. Сестрорецкого,— М.: Сов. радио, 1969.
30. Шварц Н. 3. Линейные транзисторные усилители СВЧ, — М.: Сов. радио,
1980.
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Автомодуляция 175
Амплитрон 159, 162
Арсенид галлия 190
База общая 277
— полупроводникового диода 197
— транзистора 269
Баланс мощностей 14
Барьер Шоттки 207
Бидематрон 170
Би матрон 150
Битермитрон 156
Блок анодный 78
Бомбардировка обратная 95
Варикап 224
Виды колебаний 83
Волны быстрые 16, 126
— конвекционного тока 41
— медленные 16, 126
— пространственного заряда 136
Время диэлектрической (максвеллов-
ской) релаксации объемного заряда
194
— жизни носителей заряда 195
Вывод энергии 78, 120
Выключатель СВЧ 234
Вырожденный полупроводник 205
Гармоника 29, 47
— взаимодействующая 29
— пространственная 29
— тока 12
Генератор на диоде Ганна 263
- ЛПД 249
— с ограничением накопления заряда
262
— синхронизированный 25
Германий 190
Гироклистрон 185
Гирокон 186
— радиальный 188
Гиро-ЛБВ 185
Гиромонотрон 184
Гистерезис электронный 22
Глубина рекуперации 56
Группировка электронов каскадная 52
Дема трон 158, 169
Диаграмма пространственно-временная
— фазовая 39, 53, 54
Диапазон динамический 132
— механической перестройки 76
— электронной перестройки 71, 74
Диод бескорпусный 214
— варакторный 224
— Ганна 253
— детекторный 219
— лавинно-пролетный 241
— обращенный 206
— параметрический 224
— переключательный 233, 238
- р-1-п 205, 238
— полупроводниковый 213
— смесительный 219
— с барьером Шоттки 209
— — накоплением заряда 230
— — толстой базой 202
— — гонкой базой 202
— — управляемой емкостью 224.
— точечный 209
— туннельный 231
— умножигельный 224
Диффузия локальная 211
— примеси 209
Длина волны плазменная 45, 127
Добротность диода 217
Домен сильного поля 255
Дублеты 86
Емкость барьерная 200
— диффузионная 202
— коллекторного перехода 274
— корпуса 215
— электронно-дырочного перехода 200
— эмиггерного перехода 275
Зазор вакуумный 10
Заряд объемный 7, 11, 125
— накопленный 202
Затвор полевого транзистора 283
Затягивание частоты 24
Зона валентная 191
— генерации 67
— запрещенная 191
— примесная 191
— проводимости 191
— срыва колебаний 24
— усиления 163
Импульс тока 10
Индуктивность вывода 215
291
Йоннзацня термическая 191
— ударная 194
Исток полевого транзистора 283
Канал полевого транзистора 283
Карматрон 159
Карпнтрон 156
Клистрон двухрезонаторный 36
— каскадный 52
— многорезонаторный 51
— отражательный 36, 65
— пролетный 36
— с распределенным взаимодействием
36, 62
Контакт металл — полупроводник 207
— — выпрямляющий 207
— — омический (невыпрямляющий) 209
— типа барьера Шоттки 207
Концентрация носителей заряда 191
— — — избыточная 196
— — — неравновесная 195
— — — равновесная 191
— основных носителей заряда 191
— примеси 191
Корпус полупроводникового прибора
214
Коэффициент взаимодействия 11, 12
— диффузии носителей заряда 192
— замедления 30
— качества днода 221, 236
— передачи тока 274
— — — базы 278
— — — эмиттера 278
— — — коллектора 279
— перекрытия по емкости 231
— полезного действия полный 14
— — — контурный 14
— — — электронный 14, 102
— преобразования 51, 228
— ударной ионизации 194
— шума 221
Кремний 190
Крутизна электронной перестройки 71,
74
Лавинно-пролетный днод 241
Лавинный пробой р-и-перехода 204, 244
Лампа бегущей волны (ЛБВ) 124
— — — двухрежимная 140
— — — изохронная 135
— — — М-типа 150
— обратной волны (ЛОВ) 146
— — — М-тнпа 150, 154
— — — релятивистская 149
Магнетрон 78
— коаксиальный НО
— многорезонаторный 78, 105
— настраиваемый напряжением (МНН)
118
— обращенный 112
292
— релятивистский 122
Мазер на циклотронном резонансе 176
Меза-структура 211
— эпитаксиальная 211
Метод дрейфа 36
— тормозящего поля 36, 65
— изготовления перехода 209
— — — диффузионный 209
— — — ионного легирования 211
— — — точечно-контактный 209
— — — эпитаксиальный 210
Миннтрон 77
Модель транзистора одномерная теоре-
тическая 274
Модуляция электронного потока по
плотности 35
— — — — скорости 35
Мощность возникновения генерации 22
— максимальная допустимая рассеяния
днода 218
— — генераторов на диодах Ганна 263
— — — на ЛПД 247
— потерь 14, 19
— срыва автоколебаний 22
— электронная 14, 19
Напряжение анодное 109
— гашения домена 258
— идеальное модулирующее 38
— обратное 199
— пороговое диода Ганна 254
— пробивное 204
— прямое 199
Настройка синхронная 59
Недогруппнровка электронного потока
40
Номер вида колебаний 84
— зоны генерации 66
— — усиления 163
— пространственной гармоники 29
Носители заряда 191
— неосновные 191
— неравновесные 195
— основные 191
Область дрейфа ЛПД 242
— лавинного умножения ЛПД 242
Ограничитель СВЧ 240
Параметр группирования 39
— пространственного заряда 127
— рассинхроннзма 127
— усиления 127
Перегруппировка электронов 40
Переключатель СВЧ 233
Перестройка генераторов варактором
250
— — ЖИГ-сферой 250
— частоты емкостная 75
— — электрон 22, 74
Переход электронно-дырочный 197
— — коллекторный 269
— — несимметричный 197
— — плавный 200
— — планарный 210
— — резкий 197
— — симметричный 197
— — эмиттерный 269
— — эпитаксиальный 209
Платинотрон 158
Поглотитель локальный 124, 129
Подвижность носителей заряда 190
— — — дифференциальная 194
— — — — отрицательная 195
Поле самосогласованное 31, 126
— электрическое внутреннее в полупро-
водниковом материале 197
— — пороговое 194
— — пробивное 194
Полупроводник вырожденный 205
— дырочный 191
— /г-типа 191
— р-типа 191
— собственный 191
— электронный 191
Постоянная времени диода 217
— тепловая диода 218
Потери преобразования 51, 223, 235
Пробой перехода 203
— лавинный 203
— тепловой 204
— туннельный 203
— электрический 203
Проводимость активная 19
— вносимая 19
— входная 58
— контурная 18
— отрицательная 20, 231, 246, 254
— полная 19
— реактивная 20
— удельная 192
— электронная 18, 21
Пространство взаимодействия 78, 94
— дрейфа 172
— резонатор-отражатель 65
Пусковой ток 71
- - ЛОВ 33
---ЛПД 246
Разгруппировка электронов 45
Разделение видов колебаний 88
Режим работы доменный диода Ганна
257
— аномальный ЛПД 250
— безмодуляторного питания 170
— больших амплитуд 273
— запирания 234
— малых амплитуд 38
— пролетный диода Ганна 257
— пролетный ЛПД 241
— пропускания 234
- ОНОЗ 261
Резонатор многозазорный 62, 63
Рекуперация 55
Самовозбуждение 21, 124
— жесткое 21, 101
— мягкое 21, 47
Связки 88
— двойные 90
— тяжелые 90
Система электронно-оптическая корот-
кая 153
— разнорезонаторная 90
Скорость максимальная заряда в полу-
проводнике 192
— дрейфовая 192
— максимальная 192
— насыщения 192
— рекомбинации 195
Слой обедненный 199
— эпитаксиальный 209
Смеситель балансный 223
Смещение фазы электронное 167
— частоты электронное 22, 167
Сопротивление дифференциальное элек-
тронно-дырочного перехода 201
— контакта 216
— растекания 216
— связи 17
— тепловое 218
— шумовое 221
— эпитаксиального слоя 216
Спица электронная 92, 100
Срыв усиления 164
Стабилотрон 159
Сток полевого транзистора 283
Структура диодная 206, 214, 241
— транзистора биполярного 269
— — полевого 283
Схема эквивалентная диода 214
— — — Ганна 265
- - ЛПД 246
— — переключательного диода 234
— — р-п-перехода 200
— — транзистора биполярного 273
— — — полевого 285
— — туннельного диода 231
— — элекчронно-дырочного перехода
200
Твистрон 36, 62
Температура предельная 197
— шумовая 221
Теорема наведения 17
Теплоотвод интегральный 212
Технология планарная 210
— эпитаксиальная 209, 210
Ток диффузионный носителей заряда 192
— дрейфа носителей заряда 192
— емкостный 8
— конвекционный 7, 8, 16
— наведенный 8
293
— насыщения 200
— смещения 7, 8
Транзистор биполярный 268
— — трейфовый 271
— — малошумящий 283, 286
— полевой 283
Ультрон 159, 160
Умножитель частоты 50
Уравнение движения 78, 126
— непрерывности 7, 126, 196
— Пуассона 126
— характеристическое 127
— Шокли —Рамо 9
Уравнение Максвелла 7
Усилители бегущей волны 267
— М-типа обратной волны 159
— — прямой волны 159
— — с активной магнитной пушкой 170
— — с катодом в пространстве взаимо-
действия 158
— — с пространством дрейфа 160
— на биполярном транзисторе 283
— на диодах Ганна 265
- на ЛПД 252
— на полевом транзисторе 286
— насыщенные 165
— параметрические 224
Условия самовозбуждения 20, 70, 100
Фаза нагрузки 24
— разгрузки 24
Фазовращатель СВЧ 237
Характеристика амплитудная 58, 59
— амплитудно-частотная 58, 59
— вольт-амперная 105, 121, 200, 205
— вольт-фарадная 228
— нагрузочная 105
— рабочая 105
Центр зоны генерации 68, 74
— сгустка 68
Частота генерации 73
— граничная переноса тока транзис-
тора 280
— зеркальная 222
— критическая 217, 231
— накачки 224
— параллельного резонанса днода 232
— плазменная 127
— последовательного резонанса диода
232
— предельная 217
— промежуточная 222
— фундаментальная 179
— холостая 225
— циклотронная 80
Чувствительность диода 220
— тангенциальная 221
Шпильки встречные 148
Штыри встречные 119, 120
Шум дробовой 221
— тепловой 221
— фликкер 221
Энергия ионизации примеси 191
Эффект смыкания 211
Оглавление
Предисловие....................................................... 3
Введение .......................................................... 4
Раздел первый. Физические процессы в приборах СВЧ ..... 7
Глава 1. Общие принципы генерирования и усиления СВЧ-колебаний 7
§ 1.1. Взаимодействие заряженных частиц с электромагнитным полем
§ 1.2. Условия возбуждения колебаний в электродинамических си-
стемах ....................................................... 14
Глава 2. Режимы работы электронных приборов СВЧ................... 18
§ 2.1. Факторы, влияющие на основные параметры приборов с ре-
зонансными системами.......................................... 18
§ 2.2. Особенности работы генераторов и усилителей СВЧ с нерезо-
нансными колебательными системами............................. 29
Раздел второй. Электровакуумные приборы........................... 35
Глава 3. Клистроны................................................ 35
§ 3.1. Особенности клистронов и их разновидности.............. 35
§ 3.2. Пролетные двухрезонаторные клистроны................... 36
§ 3.3. Многорезонаторные усилительные клистроны............... 51
§ 3.4. Клистроны с распределенным взаимодействием и твистроны 62
§ 3.5. Отражательные клистроны................................ 65
Глава 4. Магнетроны............................................... 78
§4.1. Классические многорезонаторные магнетроны.............. 78
§ 4.2. Коаксиальные и обращенные магнетроны....................НО
§ 4.3. Магнетроны, настраиваемые напряжением..................118
§ 4.4. Релятивистские магнетроны...............................122
Глава 5. Лампы бегущей и обратной волн............................124
§ 5.1. Лампы бегущей волны О-типа . ... .... . 124
§ 5.2. Лампы обратной волны О-типа............................146
§ 5.3. Лампы бегущей и обратной волн М-типа...................150
Глава 6. Усилители М-типа с катодами в пространствах взаимо-
действия .................................................... 158
§ 6.1. Приборы с разомкнутыми колебательными системами и
замкнутыми или разомкнутыми электронными потоками .... 158
§ 6.2. Амплитроны............................................ 162
§ 6.3. Дематроны и усилители прямой волны с пространством
дрейфа....................................................... 169
Глава 7. Гироприборы............................................. 176
§ 7.1. Гиротроны............................................. 176
§ 7.2. Гироконы.............................................. 186
Раздел третий. Полупроводниковые приборы СВЧ...................190
Глава 8. Электронные процессы в полупроводниках.............. 190
§ 8.1. Свойства полупроводниковых материалов................. 190
§ 8.2. Электронно-дырочный переход............................197
§ 8.3. Контакт металл —полупроводник..........................207
§ 8.4. Конструкции и технология изготовления переходов .... 209
295
Глава 9. Диоды СВЧ............................................213
§ 9.1. Устройство и эквивалентная схема диодов.................213
§ 9.2. Детекторные и смесительные диоды....................219
§ 9.3. Диоды с управляемой емкостью............................224
§ 9.4. Туннельные диоды........................................231
§ 9.5. Переключательные диоды................................ 233
§ 9.6. Лавиино-пролетные диоды.................................241
§ 9.7. Диоды Ганна.............................................253
Глава 10. СВЧ-транзисторы.....................................268
§ 10.1. Биполярные СВЧ-транзисторы.........................268
§ 10.2. Эквивалентная схема биполярного СВЧ-транзистора .... 273
§ 10.3. Частотные характеристики биполярного транзистора . . . 277
§ 10.4. Полевые СВЧ-транзисторы............................283
§ 10.5. СВЧ-устройства на транзисторах.....................286
Заключение......................................................289
Рекомендуемая литература......................................290
Березин Виктор Михайлович, Буряк Владимир Сергеевич,
Гутцайт Эдуард Михелевич, Марин Владимир Петрович
Электронные приборы СВЧ
Зав. редакцией Л. А. Романова. Редактор С. В. Никитина. Художественный редактор
Т. В. Панина. Переплет художника В. В. Коренева. Технический редактор Т. Д. Гарина.
Младший редактор И. А. Исаева. Корректор Г, И. Кострнкова
И Б № 3991
Изд. № Эр-365. Сдано в набор 03.12.84. Подл, в печать 25.06.85. Т-04449. Формат
60 х 90/16. Бум. тип. № 2. Гарнитура тайме. Печать высокая. Объем 18,5 усл. печ. л.
18,5 усл. кр.-отт. 20,75 уч.-изд. л. Тираж 18000 экз. Заказ № 1747. Цена 1 р. 10 к.
Издательство «Высшая школа», 101430, Москва, ГСП-4, Неглинная ул., д. 29/14.
Ордена Октябрьской Революции, ордена Трудового Красного Знамени Ленинградское
производственно-техническое объединение «Печатный Двор» имени А. М. Горького Союз-
полиграфпрома при Государственном комитете СССР по делам издательств, полиграфии
и книжной торговли. 197136, Ленинград, П-136, Чкаловский пр., 15.