В. Н. ДУЛИН

ЭЛЕКТРОННЫЕ
И КВАНТОВЫЕ
ПРИБОРЫ СВЧ

Издание второе, переработанное

Допущено Министерством высшего и среднего
специального образования СССР в качестве
учебника для студентов радиотехнических
специальностей вузов.



«ЭНЕРГИЯ»-МОСКВА 1972
• m

It hi

Дулин В. H.

Д 79 Электронные и квантовыеприборы СВЧ. Учебник
для студентов высш. техн. учеб, заведений. Изд. 2-е,
пг|н*|Ы|б М., «Энергия», 1972.

22-1 <•. с вл.

риццип действия.

елей и генера-

и квантовые приборы СВЧ» для студентов радиотехнических факуль-

3-3-12

299—72

6 ФО.З

ВИКТОР НИКОЛАЕВИЧ ДУЛИН

Электронные и квантовые приборы СВЧ

Редактор В. П. Демин

Редактор издательства Т. Г. Полетаева
Переплет художника А. А. Иванова
Технический редактор Н. А. Галакчева
Корректор Г. Г. Желтова

Сдано а набор 48/1 1972 г. Подписано к печати
30/V 1972 г. Т-09083. Формат 60х907«- Бумага
типографская 2. Печ. Л- 14. Уч.-ЯэД. л 16,43
Тираж 30000 экз. Зак. 99. Цена 74 коп.

Москва, М-114, Шлюзовая наб, 10.

Владимирская типография Главполиграфпрома
Комитета по печати
при Совете Министров СССР.

Гор. Владимир, ул. Победы, д. 16-6.
ОГЛАВЛЕНИЕ

;s$g s sass з eg 8 gassa й ssea

Стр.

Предисловие .	........................................ 5

Раздел первый. ЭЛЕКТРОННЫЕ ПРИБОРЫ СВЕРХВЫСОКИХ ЧАСТОТ 7

Глава первая. Основы работы электронных приборов диапазона сверх-
высоких частот .................................................   7

1-1. Особенности электронных приборов СВЧ......................... 7

1-2. Принцип действия электронных приборов СВЧ.................... 7

1-3. Колебательные системы приборов СВЧ ......................... 10

Глава вторая. Клистроны . :	21

2-1. Двухрезонаторный усилительный клистрон. Принцип действия 21

2-2. Группирование электронов в двухрезонаторном клистроне ...	25

2-3. Взаимодействие электронного потока с переменным электрическим
полем резонатора...............................................  31

2-4. Параметры и характеристики двухрезонаторного усилительного
клистрона .....................................................

2-5. Двухрезонаторный частотоумвожительный клистрон ....

2-6. Многорезонаторный усилительный клистрон. Принцип действия

2-7. Группирование электронов в многорезонаторном клистроне . .

2-8. Характеристики и параметры многорезонаторных усилительных
клистронов.....................................................

2-9. Отражательный клистрон. Принцип действия. Группирование
электронов ................................................

2-Ю. Баланс фаз и баланс мощности в отражательном клистроне

2-4. Условие самовозбуждения.............................

2-12. Электронная настройка частоты............................

2-13. Параметры и особенности конструкции отражательных клистронов

Глава третья. Лампы бегущей и обратной волны типа О................

3-1. Усилитель на лампе бегущей волны (ЛЕВ). Устройство и прин-
цип действия .	........................................

3-2. Группирование электронов в лампе бегущей волны............

3-3. Энергетическое взаимодействие электронов с волной в лампе бе-
гущей Волны ...	............... .................

3-4. Параметры и характеристики усилителя на ЛБВ

3-5. Генератор на лампе обратной волны (ЛОВ)...................

3-6. Параметры и характеристики генератора на лампе обратной волны
3-7. Особенности конструкции ЛБВ и ЛОЕ типа О..................

Глава четвертая. Физические основы работы электронных приборов
типа М ............................................................

4-1. Движение электронов в скрещенных однородных электрическом
и магнитном полях..............................................

4-2. Взаимодействие электронов с неоднородным электрическим полем
4-3. Энергетическое взаимодействие электронов с волной.........

Глава пятая. Многорезонаторные магнетроны .	.

5-1. Устройство и принцип действия............................

5-2. Виды колебаний в магнетроне..............................

5-3. Взаимодействие'электронов с переменным электрическим полем .

5-4. Рабочий режим магнетрона................................. 93

5-5. Анодный, блок магнетрона.............\..................... 97

1*	3
6-6. Параметры в характервсгйкв магнетронов...................... 100

5-7. Особенности конструкции миогореэонаторных магнетронов ...	104

5-8. Нитрон ......................................................104

Глава шестая. Лампы бегущей и обратной волны типа М . . . .	107

5-1. Усилитель на лампе бегущей волны типа М (магнетронный уси-

6-2. Генератор на лампе обратной волны типа М......................113

6-3. Платинотрон (амплитрон и стабилотрон).........................123

Литература	.................................. .	131

Раздел второй. КВАНТОВЫЕ ПРИБОРЫ СВЧ И ОПТИЧЕСКОГО ДИА-
ПАЗОНА ............................................................

Глава седьмая. Физические основы работы квантовых приборов . .

7-1. Особенности квантовых приборов .........................

7-2. Спонтанное и индуцированное излучение......................

7-3. Инверсная населенность.....................................

7-4. Методы создания инверсной населенности.....................

7-5. Принцип работы квантовых приборов..........................

7-6. Характеристики излучения................•..................

Глава восьмая. Квантовые приборы сверхвысоких частот . . . .

8-1. Особенности квантовых приборов СВЧ.....................

8-2. Квантовый генератор на молекулах аммиака...................

8-3. Электронный парамагнитный резонанс.........................

8-4. Квантовый парамагнитный Усилитель..........................

8-5. Параметры и характеристики квантовых парамагнитных усилителей

Глава девятая. Квантовые приборы оптического диапазона (лазеры)

9-1. Основные сведения о квантовых приборах оптического диапазона

9-2. Газовые лазеры ..........................	. . *.........

9-3. Лазеры на твердом теле.............................•_	• :

9-4. Полупроводниковые лазеры............................

Заключение	:.................................

Литература.....................................'..................

133

133

133

136

144

146

155

158

161 ,

161

162

166

173

181

189

189

195

203

212

220
НРШЩСЛ0ВИЕ

Настоящий учебник составлен в соответствии с учебной про-
граммой по курсу «Электронные и квантовые приборы СВЧ» (ин-
декс УМУ-Т-7/57), утвержденной Министерством высшего и сред-
него специального образования СССР для радиотехиическх спе-
циальностей.

В связи с разделением традиционного курса «Электронные
приборы» на два: «Электронные приборы» и «Электронные и кван-
товые приборы СВЧ», второе издание учебного пособия автора
«Электронные и ионные приборы» (Госэнергоиздат, 1963) готови-
лось в двух книгах.

Первая книга «Электронные приборы» вышла в свет в изд-ве
«Энергия» в 1969 г. Настоящий учебник, являющийся второй кни-
гой, содержит разделы' «Электронные приборы сверхвысоких час-
тот» и «Квантовые приборы диапазона СВЧ и оптического диапа-
зона».

Раздел, посвященный квантовым приборам, не содержавшийся
в первом издании, написан заново. В связи с развитием кванто-
вой электроники в течение последних лет этот раздел по объему
и содержанию несколько превышает прежние рамки учебной про-
граммы.

В разделе «Электронные приборы СВЧ» частично использова-
ны в переработанном виде материалы первого издания; главы,
содержащие сведения о лампах бегущей и обратной волны типа
О и М, значительно расширены и переработаны.

К сожалению, жестко ограниченный объем учебника не позво-
лил рассмотреть некоторые приборы достаточно подробно. Более
полные сведения об этих приборах читатель может получить из
ряда указанных в перечне литературы учебных пособий и моно-
графий, материал которых использован в этом учебнике. Автор
избегал ссылок в тексте на многочисленные журнальные статьи,
обычно не столь доступные.

В последние годы в диапазоне сверхвысоких частот все большее
применение находят различные полупроводниковые приборы: тун-
нельные диоды, варакторы, p-i-n диоды, лавинно-пролетные диоды,
диоды Ганна, транзисторы и диоды с барьером Шоттки и др. Боль-
шинство этих приборов с успехом используется не только в диапа-
зоне СВЧ, но и в низкочастотной электронике. Принцип их дейст-
вия базируется на физических процессах, характерных для полу-
проводниковой электроники вообще, независимо от диапазона
рабочих частот. По этой причине представляется нецелесообраз-
ным рассматривать эти приборы в отрыве от остальных полупро-
водниковых приборов, изучаемых в курсе «Электронные приборы».
Некоторые из перечисленных выше приборов (туннельные диоды,,
p-i-n диоды, смесительные СВЧ-диоды) рассмотрены в книге авто-
ра «Электронные приборы», издание второе, Энергия, 1969. Осталь-
ные приборы, получившие распространение после завершения ра-
боты над рукописью упомянутой книги, будут включены в готовя-
щееся третье издание.

По причине ограниченного объема в книгу не включены главы,
посвященные новым полупроводниковым приборам СВЧ.

В процессе работы над этой книгой были учтены замечания,
высказанные в отзывах, полученных и принятых автором с благо-
дарностью от ряда кафедр и преподавателей вузов, готовящих
радиоспециалистов.

Много важных замечаний сделали рецензент—доц. кафедры
«Электронные приборы» Московского энергетического института
Э. М. Гутцайт, редактор—доц. В. П. Демин, а также коллеги
автора по кафедре «Теоретическая радиотехника» -Московского
авиационного института доц. Н. Ф. Алексеев, доц. Ю. Е. Наумов,
доц. Г. Г. Шишкин и ст. преп. В, С. Соловьев. Всем вышеперечис-
ленным лицам автор выражает глубокую благодарность.

Отчетливо сознавая, что эта книга — первая попытка создать
учебник по курсу «Электронные и квантовые приборы СВЧ» —
не может не содержать недостатков, автор заранее благодарен
за все замечания по улучшению книги, которые следует направ-
лять по адресу: Москва, М-114, Шлюзовая наб., 10, изд-во
«Энергия».
I РАЗДЕЛ ПЕРВЫЙ

ЭЛЕКТРОННЫЕ ПРИБОРЫ

СВЕРХВЫСОКИХ ЧАСТОТ

Глава первая

ОСНОВЫ РАБОТЫ ЭЛЕКТРОННЫХ ПРИБОРОВ

ДИАПАЗОНА СВЕРХВЫСОКИХ ЧАСТОТ

1-J. ОСОБЕННОСТИ ЭЛЕКТРОННЫХ ПРИБОРОВ СВЧ

Электронные приборы сверхвысоких частот отличаются от
электронных лаып рядом особенностей. Несмотря на то что в диа-
пазоне сверхвысоких частот используются приборы различных ти-
пов, основные особенности остаются общими для всех приборов,
нашедших широкое техническое применение. Поэтому перед изу-
чением конкретных электронных приборов СВЧ диапазона озна-
комимся с некоторыми из этих особенностей.

Использование обычных электронных ламп (диодов, триодов,
пентодов и др.) в диапазоне дециметровых и сантиметровых волн
ограничивается главным образом инерцией электронов и влияни-
ем распределенных реактивностей: междуэлектродных емкостей
и индуктивностей вводов. Основные особенности электронных при-
ров СВЧ диапазона связаны с устранением влияния перечислен-
ных факторов.

Первая особенность этих электронных приборов заключается
в том, что сам прибор составляет единое целое с колебательной
системой. Поэтому изучение принципа действия электронных при-
боров СВЧ, их параметров и характеристик невозможно в отрыве
от колебательных систем, которые отличаются от резонансных си-
стем, используемых в диапазоне длинных и средних волн.

Вторая особенность электронных приборов СВЧ состоит ив том,
что время пролета электронов от катода к электроду, собирающе-
му отработанные электроны, используется для формирования
электронного потока (образования сгустков и разрежений в по-
токе движущихся электронов), а также для передачи энергии от
электронов высокочастотному электрическому полю. Иначе гово-
ря, принцип работы приборов СВЧ основан на полезном использо-
вании времени движения электронов, которое может быть равно
единицам и даже десяткам периодов рабочей частоты.

1-2. ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ ЭЛЕКТРОННЫХ ПРИБОРОВ СВЧ

Электронные приборы СВЧ диапазона, как и приборы дру-
гих типов, служат преобразователями одного вида энергии в
другой.
Кай нзйёЙйс, е усилителях или генераторах, использующих
обычные электронные лампы, увеличение мощности усиливаемых
колебаний или восполнение потерь в колебательных системах ав-
тогенератора происходит за счет энергии источника постоянного
напряжения, питающего электроды лампы. Электронный поток
является своеобразным «посредником» при таком преобразовании
энергии. СВЧ приборы в этом смысле ничем не отличаются от
обычных электронных ламп: здесь также энергия источника по-
стоянного напряжения преобразуется в энергию СВЧ колебаний.

Отличие СВЧ приборов, помимо особенностей колебательных
систем и методов их сопряжения с прибором, заключается в уп-
равлении электронным потоком в приборе. Если в обычных элек-
тронных лампах управление электронным потоком статическое,
где с изменением переменного напряжения на сетке меняется
плотность электронного потока, то в СВЧ приборах электронный
прибор управляется динамически. Электрическое поле, образуе-
мое сверхвысокочастотными колебаниями, используется здесь для
изменения скорости электронного потока, а не его плотности.
И лишь со временем, в процессе дальнейшего движения электро-
нов, в результате разности их скоростей в электронном потоке об-
разуются сгущения и разрежения,

Создание электронного потока, плотность которого является
функцией времени, необходимо для эффективной передачи энер-
гии движущихся электронов сверхвысокочастотному электромаг-
нитному полю. При взаимодействии с этим полем электроны могут
отдавать ему как кинетическую, так и потенциальную энергию.

Рассмотрим один из возможных случаев, когда высокочастот-
ному полю передается кинетическая энергия. Предположим
(рис. 1-1,а), что электроны, эмиттированные катодом и ускорен-
ные полем ускоряющего электрода, находящегося под положи-
тельным потенциалом U, движутся далее равномерным потоком.
На их пути расположены обкладки конденсатора С, образующего
с индуктивностью L колебательный контур, в котором возбуждены
колебания с частотой со. Обкладки конденсатора выполнены в ви-
де сеток, так что электроны свободно проходят через обе обклад-
ки. В то же время ввиду высокой частоты Колебаний сетки служат
экранами и сверхвысокочастотное электрическое поле сосредото-
чено в зазоре между сетками. Осевая составляющая вектора fi
напряженности этого поля в течение одной половины 'Периода
совпадает по направлению с вектором ve скорости электронов, а во
время другой половины периода—противоположна ему. Если
плотность электронного потока постоянна во времени, то за пер-
вую половину периода поле fi тормозит столько же электронов,
сколько ускоряет их за вторую половину периода. Иначе говоря,
электрическое поле в течение периода колебаний приобретает и те-
ряет равные порции энергии и, следовательно, передачи энергии
от электронов полю не будет.

Для того чтобы энергетический баланс был положительным,
т. е. чтобы энергия электрического поля пополнялась, необходимо
8
получите прерывистый JiotoK электронов (fine, 1-1,6). В этом слу-
чае временные интервалы между отдельными группами электро-
нов и время прихода первого из них к щели резонатора Можно
выбрать такими, чтобы электроны попадали в электрическое по-
ле резонатора, только в те моменты времена, когда поле для них
тормозящее. Для выполнения этого необходимо, чтобы сгустки

Рис. 1-1. Обмен энергией между электронным потоком и элек-
трическим полем резонатора.

в—при непрерывном потоке: в —при сгругпнмвекноы потоке элек-
третов; / — катод; 1 — ускоряющий электрод; 3 — колебательный КОН-
ЧИ».

электронов отставали друг от друга на время, равное периоду ко-
лебаний Т или целому числу периодов.	t

Если время пролёта сгустков электронов между сетками резо-
натора меньше Т/2, а в интервалах между сгустками плотность
электронного потока равна нулю, то энергия будет передаваться
только в одном направлении: от электронов — прдю.

В реальных условиях осуществить такую идеальную модуля-
цию электронного потока по плотности невозможно и в интерва-
лах между сгустками плотность потока, хотя и значительно мень-
ше, чем в сгустках, но все же не равна нулю. В этом случае поле за-
трачивает некоторую энергию на ускорение электронов, находя-
щихся между сгустками. Но так как их плотность сравнительно
невелика, то общий баланс энергии в среднем за период остается
положительным.
В СВЧ электронных приборах сгруппированный в сгустки элек-
тронный поток получается при модуляции непрерывного потока
электронов по скорости. В качестве модулирующего напряжения
используются СВЧ колебания, подлежащие усилению (в усилите-
лях), или же часть энергии (в автогенераторе), отводимая в моду-
лирующее устройство через цепь обратной связи.

В рассмотренном только что случае электроны взаимодейст-
вуют с пульсирующим полем, сосредоточенным в определенной
части пространства — между сетками резонатора. Такое пульси-
рующее поле может быть использовано и для модуляции электрон-
ного' потока по скорости, в результате которой образуются сгуст-
ки электронов.

Существует, однако, обширная группа сверхвысокочастотных
приборов, в которых процессы модуляции электронного потока
и последующего взаимодействия электронных сгустков с полем
протекают в процессе совместного движения электронов и бегу-
щей—движущейся в пространстве электромагнитной волны. Про-
исходит не кратковременное (на определенном отрезке пути),
а длительное взаимодействие электронов с полем на всем пути их
совместного движения. Такие приборы, обладающие определенны-
ми преимуществами, называют часто приборами длительного взаи-
модействия.

Характер взаимодействия электронов со сверхвысокочастот-
ным полем не ограничивается описанным выше случаем переда-
чи полю кинетической энергии. Во многих приборах электроны от-
дают полю потенциальную энергию, перемещаясь по сложным
траекториям во взаимно перпендикулярных электрическом и маг-
нитном полях.

Электронные приборы, в которых электроны движутся в про-
дольных электрическом и магнитном полях, называют приборами
типа О. Приборы же, в которых используются скрещенные элек-
трические и магнитные поля, с векторами, перпендикулярными
вектору скорости электронов, называют приборами типа М.

Для всех электронных приборов диапазона СВЧ характерен,
однако, процесс формирования прерывистого электронного пото-
ка, сгустки которого и обеспечивают эффективный энергетический
обмен с электромагнитным СВЧ полем.

1-3. КОЛЕБАТЕЛЬНЫЕ СИСТЕМЫ ПРИБОРОВ СВЧ

В этом параграфе мы кратко напомним об основных особен-
ностях и характеристиках колебательных систем1, используемых
в электронных приборах диапазона сверхвысоких частот.

1 Основы теории линий передач и колебательных систем последовательно изу-
чаются в курсах «Основы теории цепей», «Радиотехнические цепи и сигналы»,
«Электродинамика» и др^ поэтому дальнейшее рассмотрение принципов работы
и физических процессов в электронных СВЧ приборах базируется на материале
этих курсов.
Колебательные системы электронных СВЧ приборов можно ус-
ловно разделить на две группы: узкополосные резонаторы и широ-
кополосные, обычно называемые замедляющими системами.

Узкополосные колебательные системы. К этой группе относят-
ся замкнутые вибраторы (эндовибраторы) различных форм, резо-
наторы типа щель—отверстие, а также короткозамкнутые отрез-
ки коаксиальных линий и волноводов. Развитие и широкое приме-
нение колебательных систем этих видов связано с началом

Рис. 1-2. Узкополосные колебательные системы СВЧ диапазона.

а — цилиндрический резонатор, б — тороидальный резонатор; в — отрезок коаксиальной
линии с емкостью в торце: г — отрезок радиальной линия с емкостью в середине:
д — резонатор щель — отверстие, е — трапециевидный резонатор; ж — короткозамкнутый
отрезок коаксиальной линии; з — короткозамкнутый отрезок волновода.

освоения радиотехникой в 30-х годах дециметрового и сантимет-
рового диапазонов радиоволн.

Наиболее широкое применение в электронике СВЧ нашли ко-
лебательные системы, в которых электрическое и магнитное поля
как бы отделены в пространстве друг от друга (рис. 1-2,6 — й).
В этих колебательных системах части плоскостей, расположенные
на небольшом расстоянии друг от друга, образуют емкость, в ко-
торой сосредоточено электрическое поле. В остальной части объе-
ма, эквивалентной индуктивности контура, сосредоточено в основ-
ном магнитное поле. Примерные картины электрических и маг-
нитных полей в таких резонаторах показаны на рис. 1-3.
Концентрация высокочастотного электрического поля в небольшой
части пространства имеет весьма важное значение, так как пере-
дача энергии от электронного потока в колебательную систему
происходит во многих приборах в результате взаимодействия дви-
жущихся электронов с переменным электрическим полем.

Колебательные контуры, составленные из сосредоточенных
элементов £ и С, характеризуются емкостью, индуктивностью,
связанной с этими величинами резонансной частотой «0=1/)^LC
и добротностью. В колебательных системах СВЧ диапазона невоз-
можно полностью разграничить индуктивность и емкость. Для
коаксиальные или волноводных линий передачи иногда пользуют-
ся понятиями погонной индуктивности и погонной емкости, т.е.
величинами L и С, приходящимися на единицу длины. Колеба-
тельные системы СВЧ диапазона обычно характеризуют тремя
величинами: резонансной частотой при основном виде колебаний,
добротностью и эквивалентной проводимостью.

В замкнутых колебательных системах может возникнуть мно-
жество различных колебаний, отличающихся частотой и соответ-
ственно распределением электрического и магнитного полей
внутри объема резонатора. Но, как правило, наибольшей интен-



Рис. 1-3. Электрическое и магнитное поля.

а—'В резонаторе. образованном отрезком коаксиальной линки с емкостью в торае:

6 —в тороидальном резонаторе.

сивностью характеризуется один из простейших видов колебаний,
для которого граничные условия удовлетворяются наилучшим об-
разом. Так, например, для резонатора, образованного отрезком
коаксиальной линии с емкостью в торцевой части (рис. 1-2,а),-
основным видом колебаний будет такой, когда вдоль линии укла-
дывается четверть волны. Распределение электрического и маг-
нитного полей на рис. 1-3, а показано именно для этого случая.

Добротность замкнутых колебательных систем весьма высойа
(порядка сотен и тысяч единиц), так как электромагнитное поле
заключено внутри оболочки, образующей резонатор. Сама оболоч-
ка, металлическая или металлизированная внутри, служит экра*
ном, и потери на излучение практически отсутствуют. Потери в са-
мом резонаторе невелики, так как форму резонатора стараются
сделать такой, чтобы в, местах пучности тока периметр поверхнос-
ти, обтекаемой этим током, был как можно меньше. Кроме того,
внутреннюю поверхность покрывают обычно тонким слоем метал-
ла с малым удельным сопротивлением (серебро или золото) и за-
тем полируют для уменьшения микроскопических неровностей
и сокращения пути тока. Потери в самом резонаторе часто харак-
теризуют эквивалентной проводимостью потерь

= (1-1)

где Рп—мощность, теряемая в резонаторе; UK—амплитуда вы-
сокочастотного напряжения.
Если резонатор нагружен, т. е. часть электромагнитной энергий
отвадится из резонатора в нагрузку, то 'пользуются понятием
проводимости нагруженного резонатора

в,-.<4,4-0,,	(1-2)

где би — активная проводимость самой нагрузки.	I

Резонатор связывается с нагрузкой витком связи или емкост-
ным штырем (рис. 1-4). В первом случае преобладает индуктив-
ная связь. В витке, плоскость ко-

торого располагают перпендику-
лярно силовым линиям магнитно-
го поля, индуцируется э. д. с. Ви-
ток связи помещают в пучность
тока. Регулировка степени связи
производится поворотом витка
относительно его оси. Во втором
случае связь—емкостная. Штырь
вводят в пучность напряжения и
регулируют связь, изменяя зазор
между штырем и стенкой резона-
тора.

Замедляющие системы. В ка-

Рис. 1-4. Устройство СВЯЗИ ЛИНИИ
с резонатором.

4 — индуктивная связь с помощью витка^
б—емкостная связь с помощью штыря.

честве широкополосных колебательных систем в СВЧ приборах
применяются замедляющие системы, некоторые типы которых в ка-
честве примера показаны на рис. 1-5. Чаще всего одна из линий за'-
медляющей структуры имеет гладкую поверхность, а другая—ха-
рактеризуется рядом периодически повторяющихся ячеек. Иногда,
(рис. 1-5, г) обе линии имеют периодическую структуру. ГлаЛкуЮ
линию называют обычно основанием, или холодным катодом.

Расстояние между соседними идентичными элементами замед-
ляющей системы называется периодом структуры (величина D на
рис. 1-5).

Если величина D периода структуры .соизмерима с длиной вол-
ны Хв колебаний, распространяющихся по замедляющей системе,
то такая система неоднородна. В случае же D<g.ka замедляющую
систему называют квазиоднородной или просто однородной.

Замедление. Основное назначение замедляющей системы —
уменьшить скорость распространения электромагнитной волны.
Как мы увидим далее, эффективное взаимодействие яотбка элек-
тронов с полем волны может быть получено только при условии
приблизительного равенства фазовой скорости волны »ф и скорос-
ти движения электронов. При реально допустимых ускоряющий
напряжениях, порядка сотен или тысяч вольт, скорбеть ие движе:
ния Электронов не превышает сотых или десятых долей от вели-
чины с —скорости света. Таким образом, фазовая скорость Оф
волны должна быть в несколько единиц или десятков раз меньше
скорости с. Отношение с/оф называют коэффициентом замедления
системы. В реальных приборах с/оф« (34-50).
Анализ решения волнового уравнения для передающих л^ний
е гладкими стенками показывает невозможность получения замед-
ленных волн в таких структурах, так как на поверхности линии не
выполняются требуемые граничные условия.

Замедление волны может быть достигнуто лишь в таких лини-
ях передачи, поверхностное сопротивление которых имеет реак-
тивный характер. Показанные на рис. 1-5 замедляющие системы
удовлетворяют этому требованию.

Принцип замедления волны легко показать на примере спи-
ральной замедляющей системы (рис. 1-5, а), представляющей со-
бой коаксиальную линию передачи со спиральным внутренним


-4-
tjnpruW

Рис. 1-6. Замедляющие системы.

а — коаксиальная линия со спиральным внутренним проводником: б — гре-
бенчатая,- в—цепочка резонаторов щель — отверстие; г—две гребенка.

проводником. При возбуждении такой линии от генератора СВЧ
колебаний волна распространяется по внутреннему проводнику
со скоростью, близкой к скорости света. Следовательно, за время
движения вдоль одного витка спирали длиной 2 яг, где г—ра-
диус спирали, волна переместится вдоль оси системы лишь на ве-
личину D—шага спирали. Таким образом, коэффициент замед-
ления

(1-3)

Полезно рассмотреть принцип замедления волны и с несколь-
ко иной точки зрения. Предположим, что генератор СВЧ колеба-
ний с частотой и питает линию, подобную изображенной на
рис. 1-5,6. Такую линию, впрочем, как и любую другую замедля-
ющую систему, но более наглядно, можно представить как цепоч-
ку элементарных резонаторов, емкость Со которых образуется
щелью, а индуктивность Ц — отверстием.

При распространении волны на поверхности линии наводятся
токи, которые, протекая по резонаторам, возбуждают в них коле-
бания с частотой ы. Амплитуда и фаза вынужденных колебаний
зависят от соотношения частот ©/©«, где ®о=1/ У Со Со —-соб-
ственная резонансная частота резонатора. Эти зависимости иллю-
стрируются амплитудой и фазовой характеристиками. элементар-
ного резонатора (рис. 1-6). Фазовый сдвиг вынужденных колеба-
ний в зависимости от ы изменяется от—я/2 до -f-w/2. Вынужден-
ные колебания резонаторов накладываются на возбуждающие,
и фаза результирующей волны изменяется. Появляется сдвиг
фазы между результирующей и возбуждающей волнами. По мере

движения волны вдоль линии
этот фазовый сдвиг накапливает-
ся, так как волна подвергается
воздействию вынужденных коле-
баний в следующих резонаторах.
Увеличивающееся по мере дви-
жения отставание по фазе’ ре-
зультирующей волны от возбуж-
дающей означает, что фазовая
скорость первой из них меньше
фазовой скорости последней.

Электрическое поле в замед-

Рис. 1-6. Резонансная кривая и фазо-
вая характеристика колебательного
контура.

ляющей системе. Итак, при рас-
пространении электромагнитной
волны по замедляющей структуре

фаза колебаний в соседних резо-

наторах отличается на некоторую величину <р

Рис. 1-7. Картина электрического поля у поверхности замедляющей систе-
мы (а) и зависимость (б) продольной составляющей поля 6» от коорди-
наты Z.

Картина электрического поля на отрезке замедляющей систе-
мы для некоторого момента времени I показана на рис. 1-7, а.
Электрическое поле сосредоточено вблизи щелей резонаторов.
Поэтому зависимость продольной составляющей поля от коор-
динаты г (рис. 1-7,6) представляет собой серию импульсов ? сину-
соидальной огибающей. Через некоторый интервал времени
волна переместится на величину Лх и .максимальная величина рро-
Долкцой составляйэреЙ доля окажется вблизи одного из следую-
щих резонаторов (пунктирная огибающая). По истечении полши-
ны периода фйза колебаний в каждом иэ резонаторов изменится
на противоположную. Таким образом, величина поля & Вблизи
каждого резонатора будет меняться в такт-с частотой <а колебаний
генератора, питающего линию, проходя все значения от наиболь-
шего положительного (вектор &г совпадает по направлению
с осью z) до наиболее отрицательного.

В любой момент времени, однако, функция & (z) представля-
ет собой как бы последовательность импульсов с периодом следо-
вания, равным периоду структуры D. Такая функция может быть,
подобно временной последовательности импульсов, представлена
комплексным рядом Фурье

=	(149

Пространственные гармоники. Иначе говоря, поле вдоль за-
медляющей системы можно представить как результат наложения
бесконечного числа бегущих волн, подобно тому как несинусои-
дальное во времени колебание представляется в виде бесчислен-
ного множества гармонических составляющих. Только при гармо-
ническом анализе функции & (/) получаются компоненты с раз-
личными— кратными основной—частотами, а при разложении в
ряд Фурье функции 7? (z) —группа пространственных гармоник,
для которых набег фазы на пути D отличается на 2пп радиан, где
п — целое число, включая нуль.

Показатель степени е

i(» + 2nr>) = 4>„	(1-6)

в выражении (1-5) определяет набег фазы любой й'з пространст-
венных гармоник на отрезке z, так как изменение фазы на длине
D равно <р4-2лп.

Следовательно, пространственные гармоники отличаются фа-

зовой скоростью	аг	(1-7)
коэффициентом фазы	ft.--*-	(1-8)
и длиной волны в линии		(1-9)
	₽л	
Частота колебаний для	всех пространственных гармоник	одна

и та же—частота о генератора, питающего линию.
16
Необходимо подчеркнуть, -что. граничные условия в неоднород*'
ной замедляющей системе не выполняются ни для одной простран-
ственной Гармоники в отдельности и, следовательно, ни одна из них
не мотнёт Существовать изолированно от других. Граничным усло-
виям удовлетворяет лишь совокупность бесконечно большого чи£ла
пространственных волн с различной фазовой скоростью.

Амплитуда результирующей волны в любой точке 'линии есть

результат суперпозиции в этой точке всех1 пространственных волн,
фазы которых различны.

Движение результирующей волны вдоль линии, т. е. перемеще-
ние некоторой точки огибающей, полученной в результате сумми-
рования пространственных волн, характеризуется групповой ско-
ростью, определяемой соотношением

»го = '——-.

Используя (1-7), запишем (1-8) в вцде

П-10)

₽я=~-	(Hi)

vta

Дифференцируя это выражение пои и подставляя в (1-10), по-
лучим известную формулу Рэлея, связывающую групповую ско-
рость с фавовой:

5<о	t/фя да

Найдем теперь выражение, определяющее фазовые скорости
пространственных гармоник, для чего подставим (1-6) в (1-7):

о-13»

Вообще говоря, знак при я может быть любым: п —0; ±1; ±2;
±3..., так как прибавление к фазе ф или вычитание из этой вели-
чины цедого числа 2л не изменит фазы поля. Но при положитель-
ных п фазовая скорость гармоник согласно (1-13) оказывается по-
ложительной, а при отрицательных п она отрицательна.

В первом случае пространственные гармоники называются
прямыми, а во втором случае—обратными.

Знак «плюс» перед величиной ОфП означает, что векторы фазо-
вых скоростей прямых гармоник совпадают по направлению с век-
тором групповой скорости. Для обратных гармоник фазовые ско-
рости по направлению противоположны вектору Оц>.

Гармоника, соответствующая п=0, называется нулевой. В элек-
тронных приборах обычно используется взаимодействие электро-
нов с гармониками, соответствующими п=0;±1.

Рассмотрим физический смысл положительной и отрицательной
фазовой скорости, не забывая о том, -что 1 дошитая CRtnWfB вол-
ны направлена от генератора к нагрузке.
пример лишь несколько

Рас. t-8. Вращение ради-
ус-вектора ё, иллюстри-
рующее понятия положи-
тельной и отрицательной
фазовых скоростей.

Изменение фазы пространственной гармоники на пути D [мож-
но представить как поворот радиус-вектора 6 на угол ф (рис./1-8).
Для небольших ф последовательные положения радиус-вектора
при движении волны от генератора к нагрузке (вращение против
часовой стрелки) отмечены цифрами 1, 2, 3... Если же <р велико, на-
меньше 2л, то последовательные положе-
ния радиус-вектора будут иными (1' 2',
• З'ит.д).

Во втором случае можно говорить о
последовательных поворотах радиус-век-
тора на угол—-ф, т. е. об отрицательном
набеге фазы при движении волны вдоль
линии. Кажущееся направление враще-
ние вектора противоположно действи-
тельному: фазовая скорость отрицатель-
на, хотя направление движения волны
(групповая скорость) осталось прежним.

Подобный эффект можно наблюдать
в кино при движении экипажа на коле-
сах, снабженных спицами. При некоторой
скорости движения угол поворота колеса
отличается от угла ф, образованного со-
седними спицами, на небольшую величи-

ну: Дф-Сф. При последовательном проектировании кадров отста-
вание спиц от положения, соответствующего предыдущему кадру,
накапливается и создается эффект вращения колеса в обратном
направлении.

Дисперсия — зависимость фазовой скорости от частоты — одно
из важнейших свойств замедляющих систем. Выше уже отмеча-
лось, что вынужденные колебания в резонаторах отличаются по
фазе от возбуждающей волны. Как видно из рис. 1-6, величина этого
фазового сдвига в зависимости от соотношения со/соо может изме-
няться в пределах от —л/2 до +п]2. Вдали от резонанса при
амплитуда вынужденных колебаний мала и поэтому вектор
йсум суммарной волны мало отличается по фазе от вектора ^яозб
волны возбуждающей (рис. 1-9, а).

Фазовый сдвиг, добавляющийся вблизи щели каждого следую-
щего резонатора, невелик, и фазовая скорость мало отличается от
скорости с распространения волны в свободном пространстве (рис.
1-10). По мере приближения к резонансу амплитуда вынужденных
колебаний увеличивается, но при этом уменьшается их фазовый
сдвиг относительно возбуждающей волны (см. рис. 1-6). Вначале
при <o<<ai амплитуда растет быстрее, чем уменьшается сдвиг фаз.
Растет поэтому и влияние вынужденных колебаний на результи-
рующую волну. Отставание результирующей волны по фазе от воз-
буждающей увеличивается (рис. 1-9,6) и уменьшается. Далее,
при ©1 СоСем рост амплитуды замедляется, а фазовый сдвиг бы-
стро уменьшается до нуля при ю=<оо. Поэтому и сдвиг фаз между
возбуждающей и результирующей волнами уменьшается до нуля при

ifi
резонансе (рис. 1-9, е), а фазовая скорость результирующей
волны, растет и при и=ыо становится равной скорости с.

Таким образом, в замедляющей системе на частотах ©<<во фа-
говая скорость волны может быть значительно меньше скорости
1вета.

При дальнейшем увеличении частоты (<о>«ю) все сказанное
можно повторить в обратном порядке с тем лишь отличием, что фа-
говый сдвиг между результирующей и возбуждающей волнами ме-
. няет знак на обратный. Поэтому

далее с увеличением ь> фазовая
скорость сначала растет и стано-
вится больше с, а затем умень-
шается, приближаясь к этой ве-
личине При

а)	б) в)

Рис. 1-9. Сложение векторов возбуж-
<ающего и вынужденного колебаний.

Рис, 1-10. Кривая зависимости t>>=

. — вдали от резонанса; б — вблизи резо
анса. в — при резонансе.

Из проведенного рассмотрения следует, что фазовая скорость
распространения волны вдоль замедляющей системы зависит от
частоты: линия обладает дисперсией.

Из рис. 1-10 видно, что при всех значениях и, исключая узкую
область (®2—-<0|) вблизи соо, производная	Такая зависи-

мость фазовой скорости от частоты называется нормальной дис-
персией. И, наоборот, зависимость	при которой dv$!d<jy>

>0, называется аномальной дисперсией (область <в$—cot)-

Кривая на рис. 1-10, поясняющая физическую сущность диспер-
сии, неудобна для оценки дисперсионных свойств замедляющих си-
стем. Чаще всего дисперсионные характеристики замедляющих си-
стем, иллюстрирующие дисперсию пространственных гармоник,
i троятся в виде зависимостей c/o$n=f(M (рис. 1-11).

Прямые, выходящие из начала координат, являются линиями
разных фазовых сдвигов <pn=const, построенными на основании
соотношения

2л£>

(Ы4)

которое может быть легко получено из (1-7).

Вертикальными линиями отмечены границы полосы пропуска-
ния системы, соответствующие длинам волн fa и fa, Для которых д>0,

2»

19
например (при л*=0), принимают значение 0 и л, <jpi (при n^-j-l)
— значения 2л и Зя н т. д.	/

Такны образом, дисперсионная характеристика нулевой/гармо-
ники заключена между осью абсцисс и прямой <р—я; первой пря-
мой гармоники—между прямыми ф=2л и <р=3л; первой обрат-
ной— между прямыми <р=—л и «р»—2л и т, д. Обычно дисперси-

онные кривые обратных гармоник
переносят в верхнюю полуплос-
г-7__-7---кость чертежа, как это показано

//*/	пунктиром для 1-й и 2-й обратных

гармоник.

По этим характеристикам, зная
длину волны Л в свободном прост-
ранстве, легко определить коэффи-
циент замедления и фазовую ско-
рость любой гармоники, проекти-
руя соответствующую точку (на-
прймер, точку А для длины волны
Лх) на ось ординат.

Рис. 1-11. Дисперсионные харак-
теристики замедляющей системы
с положительной дисперсией.

Касательная к дисперсионной
характеристике в заданной точке
отсечет на оси ординат отрезок, рав-
ный c/vrp. Легко убедиться, что при
заданной длине волны групповые
скорости всех гармоник одинаковы
(касательные к точкам А, Б и В)

и равны групповой скорости волны.

Виды дисперсии. Выше уже от-
мечалось, что при дОф/ди<О дис-

персию называют нормальной, а при	—аномальной.

Применительно к зависимости Оф=дА) нормальной дисперсии
соответствует положительный знак производной (дОф/дХ>0), а
аномальной — отрицательный знак (ЙОф/дАсО)’.

Помимо этого различают также положительную и отрицатель-
ную дисперсии в зависимости от знака при Для прямых гармо-
ник (нф>0) дисперсия положительна, а для обратных (Оф<0)-^
отрицательна.

Обычно в электронных приборах используются замедляющие си-
стемы с положительной нормальной дисперсией, (в лампах бегу-
щей волны) или с отрицательной нормальной дисперсией (в лямб-
дах обратной волны).

Электрическое поле пространственных гармоник. Практически
во всех электронных СВЧ приборах важную роль во взаимодейст-
вии электронов с волной играет продольная составляющая элек-
трического поля той пространственной гармоники, для которой
обеспечивается условие синхронизма

Вычисление амплитуд пространственных гармоник — членов ря-
да Фурье (1-5) показывает, что с увеличением п не только умень-
шается амплитуда поля непосредственно, у поверхности замедляю-
щей системы, но н растет степень уменьшения St по мере удале-
ния поверхности (рис. 1-12).

Трким образом, при использовании пространственных гармоник..
с 1 пришЛось бы формировать электронный поток так, чтобы
он двигался на очень малом рас-
стоянии от поверхности системы.
Это вызывает серьезные конструк-
тивные трудности и, кроме того,
как мы увидим далее, существенно
уменьшает эффективность передачи
энергии от электронов полю в при-
борах типа М.

Сопротивление связи. В элек-
тронных СВЧ приборах обычно из-
меряют мощность электромагнит-
ной волны. Поэтому очень важно
знать связь между напряженностью
электрического поля и мощностью
волны. С этой целью вводят спе-
циальный параметр — сопротивле-
ние связи Rc, характеризующий со-
отношение между амплитудой <5ZM

напряженности электрического поля и потоком мощности Р, прохо-
дящим через поперечное сечение замедляющей системы:

Каждая пространственная гармоника характеризуется своим
сопротивлением связи

(116’

В реальных приборах величина сопротивления связи лежит в
пределах от нескольких десятков до нескольких сотен ом.

Как будет показано далее, при рассмотрении конкретных при-
боров с помощью сопротивления связи определяются такие важ-
ные параметры приборов, как коэффициент усиления, рабочий диа-
пазон частот, к.п.д. и др.

Глава вторая

КЛИСТРОНЫ

г-t. ДВУХРЕЗОНАТОРНЫЙ УСИЛИТЕЛЬНЫЙ КЛИСТРОН.

ПРИНЦИП действия

Определение. Клистронами называют сверхвысокочастотные
электронные приборы, использующие принцип скоростной модуля-
ции электронного потока и содержащие один или несколько объ-
емных резонаторов. Клистроны применяются для усиления, гене-
рирования и умножения частоты СВЧ колебаний. Их колебатель-
ные системы узкополосные, и перестройка клистронных усилите-
лей или генераторов в широком диапазоне волн производится, как
правило, механически, изменением геометрических размеров резо-
наторов.

Устройства Схематически устройство двухрезонаторного уси-
лительного клистрона показано на рис. 2-1. Электроны, испускае-
мые подогревным катодом, увлекаются полем ускоряющего элект-
рода, на который подается положительное напряжение Uo- Этот
электрод также несколько фо-
кусирует электронный поток,
движущийся далее к первому
объемному резонатору. Часть
резонатора выполнена в виде
сеток, находящихся внутри
баллона прибора и образую-
щих емкость колебательного
контура. К этому резонатору,
называемому обычно модуля-
тором, через коаксиальную ли-
нию или волновод и петлю
связи подводятся СВЧ колеба-
ния, подлежащие усилению.
Второй аналогичный резона-
тор называется улавливате-
лем. Петлей связи усиленные
колебания отводятся из улав-
ливателя в нагрузку. Элек-
тронный поток движется от

катода мимо ускоряющего электрода, сеток первого и второго ре-
зонаторов к коллектору, на который подано высокое положитель-
ное напряжение. Настройку резонаторов на частоту усиливаемых
колебаний производят либо с помощью гибких стенок, при прогибе
которых внешними винтами изменяется объем резонатора, либо
специальным if плунжерами, вводимыми внутрь резонатора и ме-
ня кнцммн его индуктивность или емкость.

Принцип действия. Подводимый к модулятору сигнал
= t'iMs}n <о/ возбуждает в нем колебания с частотой w, на кото-
рую настраивают оба резонатора. Переменное электрическое поле
сосредоточено в емкости колебательной системы, образованной
двумя сетками. Разность потенциалов между сетками модулято-
ра меняется от пуля, когда емкость резонатора полностью разря-
жена и сетки находится под одинаковым постоянным потенциалом
С/,), до величины C/jM, когда вся колебательная энергия сосредото-
чена в емкости резонатора. Сетки резонатора служат хорошим
экраном для электрического поля, меняющегося с высокой часто-
той. Поэтому разность потенциалов при перезаряде емкости резо-
натора меняется лишь в зазоре резонатора между его сетками.
Поле же между ускоряющим электродом и первой сеткой резона-
тора, а также между двумя резонаторами остается неизменным.
В этих междуэлектродных промежутках разность потенциалов
всегда равна нулю, так как и ускоряющий электрод и оба резона-
тора находятся под одним и тем же потенциалом Uo.

Электроны, движущиеся от ускоряющего электрода непрерыв-

ным потоком со скоростью 1>о— 1/ 2—Vo . пролетая зазор мо-

дулятора, изменяют скорость в

сти потенциалов между сетка-
ми. Закон изменения перемен-
ного напряжения на сетках и
график движения электронов
в промежутке между резонато-
рами — пространстве дрейфа
показаны на пространственно-
но — временной диаграмме
(рис. 2-2).

В нижней части диаграммы
изображены кривые измене-
ния сверхвысокочастотного на-
пряжения на сетках первого
резонатора.

Электроны, попадающие в
зазор резонатора в течение той
половины периода, когда пере-
менное напряжение на второй
сетке положительно и вектор
напряженности 6 переменного
поля направлен навстречу дви-
жению электронов, ускоряют-
ся при пролете между сетками
модулятора. В течение второй
половины периода переменное
напряжение на второй сетке
отрицательно, вектор ё на-
правлен от первой сетки ко

зависимости от мгновенной разно-

Рис. 2-2. Пространственно-временная
диаграмма группирования электронов
в двухрезонаториои клистроне.

второй и электроны, пролетая зазор, теряют свою скорость. Изме-
нение скорости электронов определяется мгновенной разностью по-
тенциалов и имеет наибольшие значения в моменты экстремумов

переменного напряжения на сетках.

Для упрощения начального рассмотрения будем считать, что
электроны скачкообразно изменяют свою скорость в середине за-
юра.

Верхняя часть диаграммы иллюстрирует движение электронов
в пространстве дрейфа после их пролета через сетки резонатора.
Ось времени проведена через точку X] оси .ординат, соответствую-
щую середине зазора модулятора. График движения электронов в
пространстве за резонатором представлен прямыми линиями, тан-
генс угла наклона которых к оси абсцисс пропорционален скоро-
сти движения электронов. Электроны, пролетевшие сетки резонато-
ра в моменты прохождения переменного напряжения через пуль,
движутся со средней скоростью о0, и графики их движения накло-
нены к оси абсцисс под углом а, тангенс которого определяет ско-
рость движения невозмущенного электрона.

Графики движения ускоренных электронов, прошедших резона-
тор, когда на второй сетке наступает положительный полупериод,
наклонены к оси абсцисс под ббльшим углом. И, наоборот, графи-
ки для электронов, прошедших зазор резонатора во время сущест-
вования тормозящего пол в, составляют с осью абсцисс меньший
угол. График перемещения электронов, прошедших сетки резона-
тора в течение той половины периода, когда переменное напряже-
ние на второй сетке изменяется от наиболее отрицательного до
максимального положительного значения, пересекаются на неко-
тором расстоянии Хл от середины зазора. Иначе говоря, на расстоя-
нии х5 от середины резонатора происходит группирование этих
электронов в сгусток. Другая часть электронов, прошедших резо-
натор в течение второй половины периода, разгруппировывается.
Сгустки образуются вокруг электронов, движущихся со средней
скоростью vo и минующих резонатор, когда напряжение на его
второй сетке проходит через нуль, изменяясь от минимума к мак-
симуму. В дальнейшем на расстояниях, превышающих Хв, в ре-
зультате сохраняющегося различия скоростей начинается разгруnt-
пирование электронов. Очевидно, что затем снова произойдет их
группирование и т. д. Напряжение Uo, амплитуда переменного
напряжения и1м и расстояние между резонаторами подбираются
таким образом, чтобы в момент образования сгустка электроны
оказались в зазоре второго резонатора — улавливателя.

Сгустки электронов, разделенные одинаковыми промежутками
времени, равными периоду усиливаемых колебаний, пролетают
сетки второго резонатора и наводят в нем импульсы тока. Во вто-
ром резонаторе возникают СВЧ колебания с частотой, равной ча-
стоте колебаний, подводимых к модулятору. Фаза возбужденных
колебаний такова, что в моменты прихода сгустков электроной по-
ле между сетками второго резонатора оказывается тормозящим.
Сгустки тормозятся в пространстве между сетками вторрго резо-
натора и передают свою энергию переменному электрическому по-
лю, поддерживая таким образом возникшие в резонаторе коле-
бания.

Мощность колебаний, установившихся во втором резонаторе,
превышает мощность колебаний, подв&димых к модулятору: про-
исходит усиление СВЧ сигнала по мощности. Принцип усиления
легко уяснить на основании энергетического рассмотрения описан-
ных процессов. Энергия для разгона электронов, движущихся от
катода через сетки резонаторов и далее к коллектору, получается
от источника постоянного напряжения VD. Расход энергий источ-
ника усиливаемых колебаний на группирование электронов близок
к нулю, так ^ак s течение одной половины периода при ускорения
электроны отбирают энергию от переменного электрического поля,
а в течение Другой -^-тормозятся и ЬтДают свою энергию. Обмен
энергией между электронным потоком и переменным электриче-
ским полем во втором резонаторе происходит лишь в одном нап-
равлении: от электронов к полю, поскольку моменты существования
ускоряющей разности потенциалов соответствуют интервалам
между сгустками электронов. В моменты же прихода сгустков по-
лб в зазоре второго резонатора всегда тормозящее. Таким ©бра1
зом, мощность колебаний увеличивается за счет отбора энергии от
источника постоянного напряжения. Электронный поток служит
лишь для передачи этой энергии переменному полю второго резо-
натора, а процесс Модуляции электронов по скорости и группиро-
вания их В сгустки необходим для рациональной передачи этой
энергии.

2-2. ГРУП,ПИРОВАНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ В ДВУХРЕЗОНАТОРНОМ
КЛИСТРОНЕ

Модуляция электронного потока по скорости. Электроны, вхо-
дящие в зазор модулятора двухрезонаторного клистрона со скоро-
стью t>e= 1/ 2— Uo, ускоряются или замедляются в соответствии
V т

г мгновенным значением переменного напряжения u=l7IHsinB)t
Поэтому для скорости электрона, прошедшего сетки модулятора;
можно записать выражение

= \f 2 — (Uo 4- U1M sin <o0 =^1/14-^-8111(0/.	(2-1)

V tn	V Uo

Обычно амплитуда переменного напряжения UiM значительно
меньше постоянного напряжения Uo и корень в выражении (2-1)
может быть представлен в виде первых двух членов ряда

0, = t'“(l+^'s,n“')-	(2-2)

Коэффициент модуляции. До сих пор мы считали, что электро-
ны, пролетая сетки модулятора, изменяют свою скорость скачком
н середине зазора резонатора, й пренебрегали временем пролета
лектронов между сетками. В действительности же это время
сравнимо с периодом колебаний и оказывает, как будет показано
«алее, весьма существенное влияние на форму тока, наводимого
чустком электронов"во втором резонаторе. Кроме того,'конечное
время пролета электронов между сетками модулятора- влияет так-
«м» и на сам процесс м’одуляции электронного потока.

Обозначим фазу напряжения между сетками резонатора в мо-
мент пролета электроном плоскости первой сетки через ©j, а фазу
напряжения, соответствующую пролету электрона через вторую сет-
ку— через вз. Тогда среднее значение переменного напряжения.
воздействующего на электрон в течение времени его пролета меж-
ду сетками модулятора, определится выражением

“«=57^Jt/»»stae‘ie'	<2'3)

где в—©/—фаза переменного напряжения в момент пролета элек-
трона через середину резонатора.

Интегрируя, получим: '

„ _ -g'ffl. sln fr sin .&-	.	(2-4)

cp 0»—6j 2	2	' ’

Полагая угол пролета электрона через зазор модулятора рав-
ным ©з и учитывая, что вз/2=©—0i=62—0, выражение (2-4)
можно записать в виде

sin - 

«ср = " ва Vsin©.	(2-6)

2

Величина

. 03
sm —

—М

2

называется коэффициентом взаимодействия электронов с полем
резонатора. Коэффициент 01 равен 1 при 8а=0 и обращается
в нуль, когда электрон находится в пространстве резонатора в те-
чение всего периода переменного напряжения. В последнем случае
модуляции электронного потока не произойдет и электроны после
пролета сеток модулятора будут двигаться равномерным потоком.

Если электрон находится в зазоре модулятора в течение, напри-
мер, положительного полупериода, то приращение его скорости
пропорционально не V И1и, а корню из среднего значения напря-
жения за период

В клистронах угол пролета ©3 лежит в пределах от л/2 до л.
При этом коэффициент pi» 0,9 -5- 0,6.

Учитывая влияние угла пролета в3 электронов в зазоре, выра-
жение (2-2) следует записать в форме

o, = I4(l+^>Bta<rf).	(2-7)

Величина

M-fe	(2-8)

2b
называется коэффициентом модуляции скорости электронного
потока.

Параметр группирования. Вводя величину М в выражение
(2-7);, определяющее скорость электрона, получим:

°i — vo (1 + Al sin ©0.	(2-9)

Отсюда следует, что скорость электронов после пролета сеток
резонатора состоит из достоянной величины v0 и переменной со-
ставляющей, меняющейся во времени по закону синуса.

Из пространственно-временной диаграммы (рис. 2-2) видно, что
это изменение скорости электронов приводит к модуляции элек-
тронного потока по плотности. На расстоянии х2 образуются незна-
чительные уплотнения, которые затем увеличиваются, и на расстоя-
нии х$ образуются плотные, сгустки электронов. Чтобы найти закон
изменения электронного тока во времени, определим угол пролета
электрона до некоторой плоскости х, которой он достигает в мо-
мент времени tx. Время пролета электрона до этой плоскости
равно:

1,-1-—,	(2-lQ>

здесь t — время пролета электроном середины резонатора.

Подставляя сюда (2-9), получим:

1.-1----------------.	(2-11)

(Ц-ЛТ sin ©f)

Учитывая, что М<Л, и обозначая to=xlvo, запишем (2-11)
в виде

=	— JWsin«rf).	(2-12)

Умножив обе части равенства на о и раскрыв скобки, получим
выражение, связывающее угол пролета электронов в пространстве
дрейфа с фазой переменного напряжения на сетках резонатора:

0Д = <ЭЛ—6 = 0С — ме0 sin©,	(2-13)

здесь 0д—угол пролета электронов от середины зазора модулято-
ра до плоскости х; во-—угол пролета этого же расстояния электро-
ном, не изменившим своей скорости.

Величина, стоящая перед синусом в выражении (2-13), носит
название параметра группирования:

М80 = X.	(2-14)

Физический смысл этой величины мы обсудим несколько позже.

Закон изменения плотности тока. Используя (2-14), равенство
(2-13) можно переписать в виде

0Д = 0, — © = 0О — X sin0.	(2-15)

Из полученного выражения видно, что угол пролета электроном
некоторого расстояния х—Xj изменяется в зависимости от момента
Рис. 2-3. Зависимость времени
прихода электронов к плоскости *
от фазы модулирующего напря-
жения.

его прихода в зазор модулятора, Ъ е. от фазы Непременного напря-
жения в. Угол пролета замедленных электронов больше в'о, г Для
ускоренных электронов 6д<ёо.

Для дальнейшего анализа полезно знать зависимость времени
tx пересечения электронами некоторой плоскости х от времени t
пролета ими середины модулятора, т. е. от фазы модулирующего
напряжения в. Эти зависимости
представлены на рис. 2-3.

По оси абсцисс отложено время
t пролета электронами середины
зазора резонатора. Здесь же $ля
сравнения времени с фазой модули-
рующего напряжения показана кри-
вая переменного напряжения на
второй сетке. По оси ординат отло-
жено время tx пересечения электро^
нами плоскости х. Когда перемен-
ное напряжение в модуляторе от-
сутствует (X—0), скорость элек-
тронов не изменяется н искомая
зависимость для любого значения х
изображается прямой линией с уг-
лом наклона 45°. Все электроны
движутся равномерно, и 'если за
время Л/ через сетки прошло п элек-
тронов, то отрезок времени Д/х, в
течение которого эти электроны пе-
ресекут плоскость х, расположен-
ную на любом удаления от модуля-
тора, будет таким жё: Д/==Д/*. Пред-
положим теперь, что к модулятору
подведено переменное напряжение
и, следовательно, Х2>0. Используя
(2-14), можно записать:

Х =	(2-16)

Ре

Отсюда видно, что при неизмен-
ном напряжении t/c на модуляторе
параметр группирования X увеличи-
вается с расстоянием х от модулятора.

Расположим плоскость х недалеко от модулятора, например на
расстоянии Ха (рис. 2-2). Для х=х2 (Х—0,25) зависимость tx—
==К0 (Рис- 2*3) изобразится кривой линией. Слева от оси орди-
нат эта кривая идет выше прямой, так как Электроны, пролетаю-
щие резонатор во время отрицательного полупериода на второй
сетке, тормозятся, отстают от электрона, не изменившего свою ско-
рость, и приходят к плоскости Ха позже. Наоборот, справа от оси
ординат кривая идет ниже прямой, поскольку в этот отрезок вре-
мснИ: электроны 'ускоряются ^ модуляторе я.ДДижут^ быстрее
электрона, служащего центром группирования. -Эта зависимость
показывает также, что внутри интервала группирования электро-
нов (от —л/2 до -}-я/2) Д/аз<А/, т. е. электроны начинают Соби-
раться в сгустки. Слева и справа от этого интервала >Af
и происходит разгруппирование электронов.

Если плоскость х отнести еще дальше от модулятора, напри-
мер на расстояние Хъ> то описанные явления проявятся еще силь-
нее. Наконец, на расстоянии х5(Х=1) кривая	в интервале

от —эт/2 до +л/2 идет почти параллельно оси абсцисс: dtjaimf).
Происходит группирование электронов в очень плотный сгусток:
время Д?х5«0, все электроны, пролетевшие модулятор за время,
соответствующее интервалу группирования (от —л/2 до 4-л/2),
приходят к плоскости х$ почти одновременно '.

При дальнейшем удалении плоскости х зависимость все более
искривляется. Появляются две точки Afi и М2, ДЛЯ которых
dtxfdt=Qz сгусток электронов начинает раздваиваться и возника-
ют два максимума плотности электронного потока в точках Afi
и Afs, которые при увеличении X раздвигаются все дальше.

Из рассмотренных зависимостей видно, что с расстоянием х из-
менение плотности электронного потока проявляется всё сильней.
При этом средняя плотность электронов за большой промежуток
времени fS>T в любой плоскости х остается неизменной, так как
число электронов не меняется и происходит лишь концентрация
и разрежение электронного потока в различные интервалы времени.

Для вывода формулы, определяющей изменение электронного
тока во времени, можно воспользоваться законом постоянства за-
ряда. В самом деле, заряд в плоскости х должен быть таким же,
как и S плоскости, проходящей через середину зазора модулятора:

1<1ь1-1« '	(2-17)

ИЛИ

-!/•«!,	(2-18)

где ig»~ ток в плоскости х, 10—ток в отсутствие модуляции.

Отсюда

«И®)

1 Группирование электронов в идеальный сгусток, приближающийся к в-функ-
нии (Дг«^М)), теоретически возможно при использовании модулирующего напря-
жения специальной пвлоовразяой формы [8];

где ж—расстояние от плоскости действия модулирующего напряжения до плос-
кости образования сгустков.^
Производную dtfdts легко получить, продифференцировав по
времени выражение (2-12); проведя эту операцию и подставив ре-
зультат в (2-19), получим:

*р_____

1 — X cos в

(2-20)

Отсюда видно, что параметр группирования X определяет ам-
плитуду переменной составляющей электронного тока lex- При
ток iex изменяется во времени по закону, близкому к гармониче-
скому, Для случая Х=1 знаменатель при 0=0 и cos 0=1 обра-

Рис, 2-4. Кривые изменения плотности электронного тока.

щается в нуль, а ток iex устремляется в бесконечность, что соответ-
ствует идеальной группировке электронов. В действительности, ко-
нечно, iex °°» так как в силу взаиморасталкнвания электронов,
различия их траекторий и других факторов группирование не яв-
ляется идеальным. При знаменатель выражения (2-20) дваж-
ды обращается в нуль, что соответствует образованию двух пиков
плотности электронного потока.

Кривые изменения формы тока ie в зависимости от времени
и расстояния представлены на рис. 2-4, иллюстрирующем рассмо-
тренные выше процессы. При ЛС>0,5 кривые iex(t) имеют несину-
социальный характер и поэтому богаты гармоническими составля-
ющими.

Пользуясь анализом Фурье, выражение для тока можно запи-
сать в виде

(2-21)
где

 2n

Л„ =	f <„ cos [n (»<—e„)] d (odj.	(2-22)

Перейдем от переменной tx к t. Для этого, пользуясь выражени-
ем (2-19), определим d{a>tx)=d(at)Ioliex- Величина <о(я=©ж мо-
жет быть легко получена из (2-15) : ©ж—©о+©—X sin в.

Подставляя выражения для d(totx) и a>tx в (2-22), получим:

2л

Л„= ~ J cos п (al — X sin at) d (<at) = 27, 1„ (пХ),	(2-23)

О

где Jn{nX)—функция БеСселя первого рода n-го порядка.

Таким образом,

*„ = 7,+ £2Z0J„(nX)cosn(<ol,-e0).	(2-24)

И=1
Так как в клистронных
усилителях оба резонатора на-
страиваются на частоту ю уси-
ливаемых колебаний, наиболь-
ший интерес представляет пер-
вая гармоника электронного
тока, амплитудное значение
которой легко получается из
(2-24), если положить п=1 и
cd’s п(<л/ж—©о) — 1:

7,1х=2/,Л(Х).	(2-25)

Максимальной величины амплитуда первой гармоники дости-
гает при максимуме функции J\(X) (lo~canst), что, как видно из
рис. 2-5, соответствует значению Х= 1,84 *.

2-3. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭЛЕКТРОННОГО ПОТОКА

С ПЕРЕМЕННЫМ ЭЛЕКТРИЧЕСКИМ НОЛЕМ РЕЗОНАТОРА

Ток, наводимый в резонаторе. Рассмотрим более подробно про-
цесс передачи энергии от электронного потока переменному элек-
трическому полю резонатора. Предположим сначала, что через
сетки улавливателя проходит сгусток электронов с зарядом — д
(рис. 2-6). Пролетая зазор резонатора, электроны наводят на его
сетках положительные заряды и дг, сумма которых равна заря-
ду сгустка электронов, а величины зарядов пропорциональны рас-
стояниям от сгустка до сеток:

т):	(2-26)

* Для случая идеальных сгустков в виде 6-функции /am=»2fo.


(2-27)

За время Д< пролета электронов между сетками заряд воз-
растает от нуля до q, а заряд qi соответственно уменьшается до
нуля. В теле резонатора в результате перемещения зарядов течет
уравнительный (наведенный) ток от первой сетки ко второй, ве-
личина которого равна:

Рис. 2-6. Наведение за-
рядов на сетках резона-
тора при пролете элек-
тронов.

где о —скорость Ъролета электрона через
зазор резонатора, a d—расстояние между
, .сетками.

По форме ток, наведенный сгустком
электронов при о=> const, представляет со-
бой прямоугольный импульс длительностью
Д#, равной времени пролета электронов ме-
жду сетками. Увеличение скорости движе-
ния электронов приводит к возрастанию
импульса тока, а его длительность умень-
шается; медленное движение электронов
растягивает импульс тока и уменьшает его
амплитуду. Однако при любом значении
скорости сгустка электронов площадь им-,

пульса остается неизменной, численно равной заряду q.

Если в резонаторе существуют колебания, то наведенный ток
для их поддержания должен способствовать перезаряду емкости
контура. В случае тормозящего поля между сетками резонатора
(рис. 2-7, а) в первой четверти периода (с—б) происходит заряд
емкости и ток I* перезаряда уменьшается. Кривая тока контура
изображена пунктирной линией. Наведенный ток 4 противополо-
жен по направлению току I» и, таким образом, способствует его'
уменьшению, т. е. перезаряду емкости. Во второй четверти периода
(б—в) происходит разряд емкости.,ток контура меняет направле-
ние и увеличивается. Наведенный ток t2, совпадающий по направ-
лению с током iK, помогает перезаряду емкости и поддерживает
колебания в резонаторе. Во время существования ускоряющего по-
ля (рис. 2-7, б) наведенный ток 4 в течение всего полупериода пре-
пятствует перезаряду емкости и, следовательно, облегчает затуха-
ние колебаний.

Угол пролета электронов в пространстве дрейфа. Для того что-
бы мощность, передаваемая электронным потоком второму резона-
тору, была наибольшей, необходимо, чтобы в момент прохождения
электронами наиболее тормозящего поля поток был соответствую-
щим образом сгруппирован (параметр Х=1,84, что соответствует
максимуму первой гармоники тока).

Для этого должны выполняться определенные фазовые соотно-
шения между колебаниями в резонаторах и электронным током.
Как видно из' рис. 2-8, фазовый сдвиг между током ie, максимум
которого соответствует точке £ — центру образуемого сгустка элек-
тронов, и Напряжением и\ на второй сетке первого резонатора ра-
вен <в/—эт/2, где о/—фаза, соответствующая максимуму напряже-
ния и,. При подлете к сеткам второго резонатора этот фазовый
сдвиг равен о/—я/2-Ь©о. Напряжение и2 на второй сетке второго
резонатора может отличаться по фазе от напряжения на любой
V ГОЛ ©12-

Ко времени прилета сгустков к резонатору фаза напряжения
и’ будет tof4-2nn-|-6i2, где п=1, 2, 3, ... Таким образом, разность
фаз между током ie и напряжением и2 равна ©о—-2лп—л/2—©12.
Сгусток электронов должен попадать в максимально тормозящее
иоле между сетками резонатора, т. е., как видно из рис. 2-8,- ток ie
должен отличаться по фазе от напряжения и"2 на величину л (точ-
ка Л). Следовательно, должно выполняться условие ©о—2лп—
-я/2—©12=л- Отсюда ясно, что угол пролета невозмущенного
•лектрона в пространстве дрейфа должен быть равен:

©0 -= 2л (п+-  1	!  6	 6.  и*	is"  '/2-я сетка,	сетка,  U ХА? - *	Z2C-t  а. Л	“ \Jf i-fyxfTHta.  а)	Л 6)  Ряс. 2-7. Ток перезаряда емкости и на- m-деыный ток в резонаторе клистрона.  ‘ -прк пролете электронов в тормозящем no- п. 6 — при пролете электронов в ускоряющем	f) + ela.	(2-29)  Эквивалентные схемы резо- наторов клистрона. Схема для выходного резонатора пред/ ставлена на рис. 2-9, а. Парал- лельно проводимости собст- венно резонатора	?  Урв = Gpj +	(£з0)  состоящей из активной трово- димости <?р2, характе}ризуio- щей потери в резонаторе и ре- активной составляющей, опре-  !  Д/Г\  Lb» h  "ЖК/х/х^ 'i  Рис. 2-8. К определению фазовый сдвигов между напряжением & током.  А— время приход» сгустков во второй ' реэохатсф (максимально тормозящее иоле); В—центральный электрон сгуст- ка (максимум тока Гв).

S3-

.1-09
Деляемон емкостью С2 и ивдуитаввостыо Ls, включены также про-
ведомость нагрузки

у««еи+/Д|,	(2-31)

пересчитанная к резонатору, и электронная проводимость

=	+	(2-32)

обусловленная прохождением через зазор резонатора электронно-
го потока.

Рис. 2-9. Эквивалентные схемы выходного и Входного резонаторов.

Аналогичным образом, но без проводимости нагрузки Уя может
быть представлена схема входного резонатора (рис, 2-9,6).

2-4. ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ Д8УХРЁЗОНАТОРИОГО

УСИЛИТЕЛЬНОГО КЛИСТРОНА

Выходная мощность. Одним из важнейших параметров усили-
тельного клистрона является мощность колебаний в нагрузке вто-
poroi резонатора Рвых- Мощности колебаний Ре, развиваемая элек-
тронном потоком при оптимальных углах пролета (2-29), опреде-
ляется) простым соотношением, известным из электротехники:

(2-33)

здесь Л/дм—амплитуда переменного напряжения на сетках выход-
ного резонатора при установившихся колебаниях;

/« = ₽«/««	(2-34)

— амплитуда наведенного тока в выходном резонаторе;

8|п ^а3

Р,--—(2-3S)
Рэ»

2

f коэффициент взаимодействия электронного потока с переменным
олем на сетках второго резонатора (обычно р2я?0,6’г0,9); ®01—
гол пролета электронов между сетками выходного резонатора.
Учитывая (2-25), выражение (2-33) можно переписать следую-'
щим образом:

(2-36>

При X ==1,84 имеем Л (X)—0,58 и мощность Ре максимальна:

Реиа« = О.58₽а/о£/„.	.	(2-37)

Выходная мощность, т. е. мощность, выделяемая в нагрузке,
равна:

(2-38)

На основании эквивалентной схемы (рис. 2-9, а) для амплиту-
ды напряжения на сетках второго резонатора можно записать:

где

G-hcbs = Орг + 6И + Сев	{2-40)

и

Дт-^ + 4.	(2-41)

Реактивной проводимостью Bei> в случае точного выполнения
условия (2-29) можно пренебречь.

Таким образом, используя (2-25), (2-34) и (2-39), выражение
(2-38) можно записать в виде

₽.„“2₽Д5[А(Х>Гд --	•	С2’42)

C9Kh2 + «SKB2

Отсюда следует, что величина выходной мощности зависит ие
только от правильного выбора соотношения проводимостей нагруз-
ки и второго резонатора, но также от величины тока в клистроне
и условий группирования электронного потока. Последнее обстоя-
тельство свидетельствует о том, что уровень выходной мощности
во многом определяется режимом модуляции электронного потока
во. входном резонаторе, а также условиями движения электронов
в пространстве дрейфа. Поэтому задача о выборе режима работы,
клистрона для обеспечения максимальной величины Рвых-решается
наилучшим образом в сочетании с другой важной задачей—о ко-
эффициенте усиления клистрона.

Коэффициент усиления клистрона по мощности обычно выра-
жают в децибелах

К, = 1018-Ци-.	(2-43)

Гцх

здесь величина Риых определяется соотношением (2-42), а
^x^-^-(Gpl + Ga).	(2Л4)
Используя соотношения (2-8) и (2-14), запишем^то выражение
в виде



(2-45)

Подставляя (2-42) и (2-45) в (2-43), получим:

К„ 101g

___________а, 1

4*1 (<4„2 + ^K,S)(<ipl+O«)l

(2-46)

Анализ этого выражения показывает, что максимальной величи-
ны коэффициент усиления достигает при согласовании нагрузки
с выходным резонатором клистрона (Вям2^0; G8KB2=2GK), а также
при условии малости входного сигнала [X < 1 и /ДХ) агХ/2].

Амплитудная характеристика клистрона. Пользуясь выражения-
ми (2-42) и (2-45) для входной и выходной мощностей клистрона,
можно построить весьма важную зависимость Рвъвс—f(PBx) — ам-
плитудную характеристику ус'или-

Рис. 2-Ю. Амплитудная характеря-

тельного клистрона, а также кри-
вую зависимости Кр—f(Pex) (рис.
2-10). Из этих кривых видно, что
усилитель на клистроне может быть
использован как в режиме макси-
мального усиления (область малых
входных сигналов, когда Х<С1), так
и в режиме максимальной выход-
ной мощности, соответствующему
значению Х=1,84, когда амплитуда

стика двухрезонаторкого усили- первой гармоники тока имеет наи-
тельного клистрона.	большую величину. При малых сиг-

налах электронный поток, проходя-
щий сетки второго резонатора, недогруппирован и мощность коле-
баний, развиваемых в нагрузке, меньше величины Рвых.макс- Сни-
жение выходной мощности наблюдается и при слишком больших

входных сигналах, когда Электронный поток проходит сетки второ-
го резонатора перегруппированным (Х>1,84).

Полоса рабочих частот. В усилительном режиме оба резона-
тора клистрона настраиваются на частоту усиливаемых колебаний.
Добротности объемных резонаторов достаточно высоки, и их поло-
са пропускания, измеряемая обычно по уровню снижения макси-
мальной мощности на 3 дб, т. е. по уровню 0,5 РВых.макс составляет
доли процентов от резонансной частоты.

Таким образом,, двухрезонаторный клистрон может использо-
ваться лишь для усиления синусоидальных сигналов либо для уси-
ления сигналов с нешироким спектром частот. Некоторое расшире-
ние рабочей полосы частот может быть достигнуто за счет увели-
чения связи выходного резонатора с нагрузкой, однако при этом
неизбежно снижаются уровень выходной мощности и коэффициент
усиления.

Электронный коэффициент полезного действия усилительного
клистрона определяется как отношение мощности, развиваемой
в выходном резонаторе, к мощности, расходуемой от источника по-
стоянного напряжения:

.	(2-47)

IDU0	Uc

Амплитуда переменного напряжения обычно меньше или, в край-
нем случае, может быть равна постоянному напряжению

В противном случае в момент отрицательного полу периода на пер-
вой сетке выходного резонатора мгновенное напряжение окажется
меньше нуля (—1?2м+^о<О), электроны потеряют скорость и бу-
дут возвращаться к первому резонатору. Максимальное значение
р2=1 при условии, что угол пролета 632=0. Следовательно, макси-
мальная величина к. п. д. для усилительного клистрона равна:

(2-48)

Реальная величина ч8Я из-за оседания части электронов на элек-
тродах прибора, эффекта разгруппирования и других причин зна-
чительно ниже расчетной и не превышает нескольких процентов.

2-5. ДВУХРЕЗОНАТОРНЫЙ ЧАСТОТОУМНОЖИТЕЛЬНЫН
КЛИСТРОН

В § 2-2 было показано, что при Х>0,5 функция i«s(/) имеет
сложную форму и богата гармоническими составляющими. Полу-
чив выражение (2-24), мы интересовались лишь первой гармони-
кой тока, так как в усилительном и генераторном режимах оба
резонатора клистрона настраиваются на одну и ту же частоту
и на выходе выделяются колебания с частотой первой гармоники.

Используя двухрезонаторный клистрон в качестве умножителя
частоты, его второй резонатор настраивают на одну из высшйх гарт
моник. В этом случае наибольший интерес представляют те гармо-~~
ники тока ie, которые выделяются выходным резонатором.

Устройство частотоумножительного клистрона аналогично уст-
ройству усилительного клистрона. Отличие заключается лишь в том,
что частота колебаний, наводимых в выходном резонаторе, не рав-
на частоте колебаний, подводимых от внешнего источника. Есте-
ственно, что и оптимальный режим работы умножителя частоты
отличается от режима усилительного клистрона.

Максимальной величины первая гармоника электронного тока
достигает при Х=1,84. Максимумы функций Бесселя высших по-
рядков (рис. 2-11) соответствуют другим значениям X. Так, напри-
мер, третья гармоника /е3 имеет максимум при пХ=4,2 или при
X—1,4; пятая гармоника —при X—1,28 и т. д.

Амплитуды высших гармоник, как это видно из табл. 2-1, срав-
нимы с величиной 1еМ-
1епцНо
iemtWeivi

Это обстоятельство особенно важно для использования клистро-
на в качестве умножителя частоты, так как позволяет произвести
умножение частоты при сравнительно небольшой потере мощности.

В реальных устройствах, однако, мощность выделяемых гармо-
ник получается значительно меньше, поскольку проведенный анализ
группирования электронного потока не учитывал ряд факторов
(взаимного расталкивания электронов, разности их .аксиальных ско-
ростей и др.), влияющих на процесс группирования. Мощность ко-
лебаний частоты ни обычно на практике не превышает 10% от
мощности колебаний частоты <о, подводимых ко’входу.

Ч астоум ыожительные клистроны используются главным обра-
зом ® тех случаях, когда требуется получение СВЧ колебаний вы-
сокой стабильности. Возбудителем умножителя служит стабилизи-
рованный кварцем генератор метровых волн. При коэффициенте
умножения п= 10 и более на выходе умножителя могут быть-полу-
чены высокочастотные колебания сантиметрового диапазона.

2-6. МНОГОРЕЗОНАТОРНЫЙ УСИЛИТЕЛЬНЫМ КЛИСТРОН.

ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ

Устройство. Для усиления СВЧ колебаний используются также
клистроны, содержащие несколько резонаторов.’ Наиболее часто
применяются трех- и четырехрезонаторные клистроны. Они служат
усилителями слабых сигналов, когда переменное напряжение на
сетках группирователя оказывается недостаточным для эффектив-
ного группирования мощного электронного ротока. Рассмотрим
для примера устройство и принцип действия трехрезояаторного уси-
лительного'клистрона (рис. 2-12). К первому, входному резонатору
подводятся колебания, подлежащие усилению. После усиления
они отводятся из выходного резонатора. Промежуточный резо-
натор служйт для дополнительного группирования электронного

потока.

Рис. 2-12. Устройство трехрезояатбрвого
клистрона,

1 — входной резоввтор; ?— промежуточный
резонатор; з — выходной pesoearop-

Принцип действия. Под
воздействием переменного на-
пряжения на сетках первого
резонатора электронный поток
модулируется по скорости. Од-
нако ввиду малости этого на-
пряжения коэффициент моду-
ляции М невелик и к сеткам
второго резонатора электрон-
ный поток приходит недогруп-
пированным	Второй

резонатор, настраиваемый на
ту же частоту, что и модуля-
тор, не нагружен и поэтому
обладает большим резонанс-
ным сопротивлением. Небольшие токи, наводимые в нем
электронным потоком, развивают между сетками значитель-
ное йо величине переменное напряжение. Это напряжение
оказывает дополнительное модулирующее действие на' по-
ток. Третий резонатор располагается на таком расстоянии
от второго, чтобы сгустки электронов проходили через' его
зазор при оптимальном параметре группирования. Таким образом,
трехрезонаторный клистрон эквивалентен каскадному включению
пары двухрезонаторных клистронов, так как сочетания первого
и второго и второго и третьего резонаторов можно представить в ви-
де двух последовательно включенных двухрезонаторных клистронов.
Отличие заключается лишь в том, что в-качестве выходного резона-
тора первого клистрона и входного резонатора второго клистрона
используется один и тот же промежуточный резонатор. Этот резо*
натор, не будучи нагруженным, обладает большой добротностью/
и поэтому потери энергии в нем меньше, чем в двух резонаторах
при последовательном включении двух клистронов. Кроме того,
в трехрезонаторном кдистроне отсутствуют потери энергии, неизбеж-
ные при передаче сигнала с выхода одного клистрона ко входу дру-
гого. Поэтому коэффициент усиления трех^езонаторного клистрона
оказывается больше коэффициента усиления, который можно было •
бы получить от двух последовательно включенных двухрезонатор-
ных клистронов.

Помимо указанного преимущества, трехрезонаторные клистроны
имеют более высокий к. п. д. Мощность, потребляемая таким кли-
строном от источника постоянного напряжения, расходуется лишь
на создание общего электронного потока, в то время как при кас-
кадном включении мощность затрачивается на образование элек-
тронного потока в каждом клистроне. Кроме того, двойная моду-
ляция электронного потока несколько изменяет процесс группиро-
вания электронов и доля первой гармоники в электронном потоке
увеличивается примерно на 15%.

2-7- ГРУППИРОВАНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ

В МНОГОРЕЗОНАТОРНОМ КЛИСТРОНЕ

Пространственно-временная диаграмма группирования элек-
тронов .в трехрезонаторном клистроне показана на рис. 2-13. Как
и на рис. 2-2, графики движения электронов представлены в коор-
динатах расстояние — время прямыми линиями, тангенс угла на-
клона которых к оси абсцисс пропорционален скорости их движе-
ния. Ордината Хо соответствует плоскости ускоряющего электрода;
Xi — плоскости, проходящей через середину зазора первого резона-
тора; а ордината х2~-плоскости в середине второго резонатора. На
диаграмме, кроме того, показаны кривые изменения сверхвысоко-
частотного напряжения щ и и2 на сетках первого и второго резона-
торов соответственно.

В пространстве Хо—Xj все электроны движутся с одинаковой
скоростью, определяемой величиной ускоряющего напряжения €/р.
Под воздействием переменного напряжения на сетках первого резо-
натора происходит модуляция электронного потока по скорости
так же, как и в двухрезонаторном клистроне. Центром сгустка
электронов здесь также служит невозмущенный электрон а, мину-
ющий середину зазора первого резонатора в тот момент, когда на-
пряжение на его второй сетке проходит через нуль, меняясь от ми-
нимума к максимуму.

В силу того, что амплитуда сигнала, подлежащего усилению
и модулирующего электронный поток по скорости, невелика, элек-
троны приходят к плоскости л'з второго резонатора недогруппиро-
ванными: сгустки электронов неплотные и параметр группирова-
ния Х<1. Проходя через сетки второго резонатора, настроенного
на частоту сигнала, электроны возбуждают в нем колебания с часто-
той ©. Фаза этих колебаний такова, что в момент прохождения
сгустка электронов поле между сетками резонатора тормозящее
(см. § 2-3). Возникшее в зазоре второго резонатора сверхвысоко-
частотное электрическое поле модулирует электронный поток по
скорости, прячем этот процесс сопровождается смещением центра
сгустка на четверть периода.

Графики движения электронов за плоскостью х2 без учета воз-
действия поля второго резонатора показаны пунктиром. В резуль-
тате воздействия поля второго резонатора движение электронов
за плоскостью х2 изменяется (сплошные линии) и, как это видно'
из рис. 2-13, группирование электронов после их пролета через
зазор второго резонатора будет происходить вокруг электрона б.
проходящего середину зазора в тот момент, когда напряже-
ние на второй сетке равно нулю, при изменении от минимума к мак-
симуму. Этот электрон проходит зазор второго резонатора на 7/4
позже электрона а, служившего центром сгустка в пространстве
дрейфа между первым и вторым резонаторами. Теперь в сгусток
включаются не только все электроны, ранее группировавшиеся
возле электрона а, но даже электрон в, находившийся ранее в цент-

Рис. 2-13. Пространственно-вре-
менная диаграмма группирова-
ния электронов в трехрезона-
торном клистроне.

Рис. 2-14. Зависимость
времени прихода элект-
ронов к плоскости к от
фазы модулирующего на-
пряжения.

В результате в пространстве дрейфа за вторым резонатором
будет происходить перегруппирование электронного потока и кри-
вые изменения плотности электронного тока будут отличаться от
приведенных на рис. 2-4. Иначе говоря, за счет влияния поля в за-
зоре промежуточного резонатора существенно повышается эффект
1 руппирования по сравнению с тем эффектом, который мог бы быть
достигнут на той же длине дрейфа (между первым и третьим резо-
наторами), но в отсутствие промежуточного резонатора.

Физически повышение эффекта группирования можно объяснить
<• помощью кривых зависимости k=f(6) времени прихода электро-
нов к плоскости середины зазора выходного резонатора от фазы
модулирующего напряжения. На рис. 2-14 показаны: внизу —кри-
вая изменения напряжения на второй сетке первого резонатора;
на среднем графике—кривая	при Х«2 для случая отсут-
сзвмя промежуточного резонатора; на верхнем- графике—та же
кривая, ио в случае дополнительной модуляции в зазоре промежу-
точного резонатора.

Из этого рисунка видно, что в первом случае кривая ie(t) имеет
два максимума (см. рис. 2-3 и 2-4), а во втором—четыре. Иначе
говоря, закон изменения плотности электронного тока во времени
приближается к идеальному (к образованию бесконечно плотных
сгустков, длящихся бесконечно малое время), который теоретически
может быть получен при использовании пилообразного модулирую-
щего напряжения специальной формы (см. сноску к стр. 29).

Вследствие изменения формы электронных сгустков амплитуда
первой гармоники электронного тока при каскадном группировании
может быть значительно больше величины let»—1,164 10, получае-
мой в двухрезонаторном клистроне [см. (2-25) и рис. 2-5], и дости-
гать значения 1,48 /о-

Влияние настройки промежуточного резонатора. При рассмот-
рении пространственно-временной диаграммы каскадного группи-
рования (рис. 2-13) уже отмечалось, что при настройке промежу-
точного резонатора па частоту усиливаемого сигнала переменное
напряжение на его сетках, возникающее за счет наведенного тока,
обусловленного прохождением сгустка электронов, находится в фа-
зе с электронным током. При этом центр сгустка во втором прост-
ранстве дрейфа смещается на угол 4f—я/2. Если промежуточный
резонатор расстроить относительно частоты со усиливаемого сиг-
нала, а значит, и частоты следования сгустков, то напряжение
в зазоре резонатора окажется сдвинутым по фазе относительно
электронного тока, питающего контур, на некоторый угоЛ <р. Вели-
чина этого .фазового сдвига зависит от степени расстройки, а его
знак—от соотношения wp/w частот настройки резонатора и частоты
сигнала. В случае ©p/w-Cl, т. е. при настройке резонатора на более
низкую частоту, его проводимость будет иметь емкостный характер,
угол <р будет лежать в пределах от 0 до —л/2, кривые напряжения
на рис. 2-13 как бы сместятся влево и сгусток электронов придет
в зазор промежуточного резонатора в тот полупериод, когда на-
пряжение на сетках способствует разгруппированию электронов.
И наоборот, если резонатор настроен на бол£6 высокую частоту
(сор/о>1), его проводимость имеет индуктивный характер и кри-
вые напряжения (рис. 2-13) как бы сместятся вправо (<р будет
лежать в пределах от 0 до +я/2). Сгусток электронов попадает
в зазор промежуточного резонатора в ту ч^сть периода, когда на-
пряжение на его сетках оказывает на электронный поток группи-
рующее воздействие. Очевидно что наибольший группирующий эф-
фект за счет поля в зазоре промежуточного резонатора будет на-
блюдаться при условии, что <ра;+л/2. При этоМ группирование во
втором пространстве дрейфа будет происходить вокруг того же
электрона а, который служит центром сгустка в первом простран-
стве дрейфа (см. рис. 2-13).

Однако следует помнить, что при расстройке промежуточного
.резонатора происходит не только изменение фазового угла между
напряжением и током; при этом уменьшается И-амплитудй
напряжения в Зазоре резонатора.

В клистронах с числом резонаторов больше трех для повыше-
ния выходной мощности производят обычно расстройку предпос-
леднего резонатора,!

2-8. ХАРАКТЕРИСТИКИ И ПАРАМЕТРЫ МНОГОРЕЗОНАТОРНЫХ

УСИЛИТЕЛЬНЫХ КЛИСТРОНОВ

Для многорезонаторных клистронов используются те же пара-
метры и характеристики, что и для двухрезонаторного клистрона
усилителя.

Выходная мощность. Для определения этой величины можно
воспользоваться соотношением (2-42), подставив туда величины,
характерные для многорезонаторного клистрона:

°-	 (г-ед

USKjn ' И6К1П

Здесь ₽п —- коэффициент эффективности взаимодействия элек-
тронов с полем выходного резонатора; GS«B1> и Вэквп — активная
и реактивная эквивалентные проводимости выходного резонатора;
•Л’вфф — эффективный параметр группирования, оценивающий сум-
марный эффект модуляции электронного потока с учетом воздейст-
вия промежуточных резонаторов.

Входная, мощность. Выражение (2-45) для входной мощности
в случае мйогорезонаторного клистрона запишется в виде

9//- v -	,

 р--=

где — параметр группирования в пространстве между первым
и последним резонаторами без учета воздействия полей промежу-
точных резонаторов; 0Dn —угол пролета в последнем промежутке
дрейфа.

Коэффициент усиления. Используя (2-49) и (2-50) для коэффи-
циента усиления можно записать:

К, - lOlg(bs-) = lOlgj	х

L Xin J (Gpi +• Gel) (GSKB n + Взкв „)

В многореэонаторных клистронах коэффациент усиления может
быть весьма высоким, достигая нескольких десятков децибел, Так
как введение каждого промежуточного резонатора позволяет повы-.
сить величину КР на 10—20 дб.

(2-51)
Амплитудная характеристика. Вид амплитудной характеристи-
ки многорезонаторного клистрона может изменяться в зависимости
от настройки промежуточных резонаторов. Так, при синхронной на-
стройке резонаторов (настройке всех резонаторов на частоту сиг-
нала) амплитудная характеристика (рис. 2-15, кривая а) имеет
максимум при малых величинах Р№. В этом случае клистрон обла-

дает высоким коэффициентом усиления и
используется для максимального усиле-
ния очень слабых сигналов. В случае рас-
стройки промежуточного или предоко-
нечного резонатора (кривая б на рис.
2-15) коэффициент усиления клистрона
значительно ниже, о чем свидетельствует
более пологий характер кривой. В таком

лы>8

[до>-5

Рис. 2-15. Амплитудиые ха- режиме в силу оптимальных условий
рактеристики трехрезона- группирования на выходе клистрона мо-

жет быть получен сигнал наибольшей

торного клистрона.

мощности.

Электронный к. п. д. многорезонаторного клистрона может быть
определен по формуле (2-47), которая в этом случае принимает вид:

4.. = ^-.	(2-52)

v0

Здесь 1/„м— амплитуда переменного напряжения на сетках по-
следнего резонатора.

При выполнении условия Упм^Ц», обсуждавшегося в § 2-4, И
рп~ 1 максимальная величина к. п. д. равна 74%.

Как уже отмечалось ранее, повышение к. п. д. объясняется эф-
фективным группированием электронного потока, при котором фор-
ма электронного сгустка приближается к идеальной.

Особенности конструкции. Многорезонаторные клистроны при-
меняются в различных радиотехнических системах в качестве уси-
лителей слабых сигналов, а также для получения импульсных и не-
прерывных сигналов большой мощности в сантиметровом и деци-
метровом диапазонах волн. Наиболее распространены трех- и че-
тырехрезонаторные клистроны, однако в некоторых типах усили-
тельных клистронов число резонаторов достигает шести.

Мощные клистронные усилители позволяют получить на выходе
сигналы мощностью в несколько сотен киловатт в непрерывном ре-
жиме и до нескольких десятков мегаватт в импульсном режиме.
Коэффициент усиления трех- и четырехрезонаторных клистронов
составляет 30—50 <16, а в шестирезонаторных клистронах достигает
60—70 дб. Коэффициент полезного действия многорезонаторных
клистронов обычно лежит в пределах 35—45%.

Многорезонаториыс клистронные усилители—обычно крупнога-
баритные устройства, снабженные мощными, высоковольтными
источниками питании. Конструкция таких усилителей подчинена
ряду весьма сложных требований, связанных с необходимостью
обеспечения и формирования мощного электронного потока, отбо-
ром и рассеянием большой мощности, обеспечением высокой элек-
трической прочности, необходимой при использовании ускоряющих
напряжений, достигающих сотен киловольт.

Катоды многорезонаторных клистронов—обычно оксидные или
импрегнированные — имеют вогнутую сферической формы актив-
ную поверхность, обеспечивающую начальную фокусировку
электронного потока. В пролетных пространствах поток электронов,
как правило, фокусируется с помощью электромагнитных кату-
шек или постоянных магнитов. Иногда для фокусирования элек-
тронов используются специальные электростатические линзы.

Резонаторы, обычно в виде отрезков волновода, располагают
либо внутри откаченного баллона, либо выполняются съемными и
крепятся вне рабочего вакуумного пространства к специальным вы-
водам.

В некоторых многорезонаторных клистронах, работающих в им-
пульсном режиме, предусматривается, помимо ускоряющего элек-
трода, специальный модулирующий анод, располагаемый ближе
к катоду.

Рис. 2-16. Устройство отра-
жательного клистрона.

I — катод; 2 — ускоряющий
электрод: 3 — реэоиатс®'; 4 — от-

2-9. ОТРАЖАТЕЛЬНЫЙ КЛИСТРОН. ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ.

ГРУППИРОВАНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ

Устройство. Отражательный клистрон имеет всего один резо-
натор, служащий одновременно модулятором и улавливателем
энергии.

Устройство отражательного клистрона показано на рис. 2-16.
Здесь имеется катод, ускоряющий электрод и объемный резонатор.
На некотором расстоянии за сетками ре-
зонатора расположен отражатель, на ко-
торый подается отрицательное напряже-
ние порядка —(100--200) в.

Принцип действия. Поток электронов
от катода, разгоняемый полем ускоряю-
щего электрода, проходит через сетки ре-
зонатора. Вследствие флуктуаций элект-
ронного потока в резонаторе наводятся
слабые колебания. В результате даль-
нейших процессов, которые описаны ни-
же, электроны передают свою энергию
высокочастотному полю резонатора, под-
держивая возникшие колебания, ампли-
туда которых вскоре достигает стацио-
нарной величины.

Пространственно-временная диаграмма. В установившемся
режиме поток электронов, движущихся через сетки резонатора
(рис. 2-17), подвергается воздействию переменного электрического
поля. Скорость электронов, как и в двухрезонаторном клистроне,
изменяется в зависимости от мгновенного напряжения u=Uo+
между сетками резонатора -в соответствий с законом

Bi =г’л (1 + М sin ел/).

Пролетев сетки резонатора, электроны- попадают в тормозящее
поле отражателя. Постепенно замедляя движение, они Теряют ско-

рость до нуля в точке, где мгновенная разность потенциалов и+

Рис. 2-17. Пространственно-вре-
менная диаграмма группирования
электронов в отражательном кли-
строне.

+(—Цотр)=4=0, и, отталкиваемые
полем отражателя, движутся об-
ратно к резонатору.

Электроны, пролетевшие ре-
зонатор в те отрезки времени,
когда поле между его сетками
ускоряющее (положительный по-
лупериод на второй сетке), про-
никают дальше по направлению
к отражателю. Те же электроны,
которые пролетели резонатор в
тормозящем поле (отрицатель-
ный полупериод на второй сет-
ке), проникают в пространство
за сетками на меньшую глубину.

Как видно из рис. 2-17, поток
электронов, возвращающихся к
резонатору, во времени неравно-
мерен по плотности. Модуляция

электронов по скорости приводит
к модуляции по плотности.

Электроны, прошедшие резо-
натор в ту половину периода,

когда переменное напряжение на
второй сетке изменялось от максимума к минимуму, образуют при
возвращении к сеткам плотный сгусток. В следующий полупериод
изменения скоростей электронов таковы, что они при возвращении

разгруппировываются.

Центром образовавшегося сгустка является невозмущенный
электрон, пролетевший резонатор, когда переменное напряжение на
второй сетке проходило через нуль, меняясь От положительного к
отрицательному, а не наоборот, как это было в двухрезонаторном
клистроне (см. рис. 2-2).	i

Подобрав величины напряжений (Л и можно добиться,
чтобы сгусток электронов приходил к сеткам резонатора в тот мо-
мент, когда поле в зазоре тормозящее. Вследствие того что вектор
скорости возвращающихся электронов противоположен по направ-
лению вектору скорости электронов, движущихся от катода, ноле
в зазоре будет для них тормозящим, когда напряжение на второй
сетке положительное. Пролетая между сетками резонатора в тор-
мозящем поле, сгусток электронов поддерживает возникшие в ре-
зонаторе колебания (см. § 2-3).
Закон изменения электродного тока. Пролетев сетки резонато- ,
ров, электроны цвижутсяв пространстве отражателя до точки бета-'
новки равнозамедленно, а затем обратно к . резонатору равноуско-
ренно. Этот путь она проходят за время	где t — время

пролета, середины резонатора на пути к отражателю, a — время
возвращения к резонатору.

Для пути иевеймущенного электрона к отражателю и обратно,
к резонатору можно записать:

Ч>4р--^ = 0.	(2-53)

так как суммарный путь равен нулю.

Отсюда

t,=.-b-.	(2-54)

Корень Zpp=0 отвечает решению (2-53) для электронов, не выле-
тевших из резонатора.

Очевидно, для любого электрона с учетом (2-9) время пролета
равно:	<

•	= “ w sin	(2-55)

Величину ускорения легко определить, зная напряженность по-
ля между резонатором и отражателем:

|а[» Л- Уг+«<у г	(2-56)

где I— расстояние между серединой зазора и отраж'ателем.

Подставляя (2-56) в (2-54), получим:

(l + lHSinmO. (2-57)

««ЛгН'отр)

Умножим обе части этого равенства на w:

0пр = в2—0 » в2 + Xsin 0,	(2-58)

где 6ир=й/Лр — угол пролета электронов от середины зазора к от-
ражателю н обратно; 02—Ыг—фаза переменного напряжения »
момент возвращения электронов в резонатор; €)=ю1— фаза пере-
менного напряжения в момент вылета электронов из резонатора;

® (Vp-pl/oTp)

(2-59)

6о—угод пролета невозмущенного Электрона от резонатора к
отражателю и обратно.

Пользуясь законом сохранения заряда —и диффе-
ренцируя (2-57) по t, получим:

'о

1 +Xcose'

(2-60$
Это выражение отличается от (2-20) для двухрезонаторного кли-
строна лишь знаком перед косинусоидальным членом в знамена-
теле, что объясняется сдвигом центра группирования в отражатель-
ном клистроне по сравнению с двухрезонаторным на л (сравните
рис. 2-2 и 2-17).

Гармонический анализ выражения (2-60), так же как и для
двухрезонаторного клистрона, приводит к известной формуле
(2-25) для амплитуды первой гармонической составляющей элек-
тронного тока

2Ь4(*).

Таким образом, хотя процесс группирования электронов в отра-
жательном клистроне отличен от процесса группирования в двух-
резонаторном клистроне, функция (2-58) отличается от (2-15) лишь
знаком при переменной составляющей, что не изменяет спектраль-
ного состава электронного тока.

2-10. БАЛАНС ФАЗ Н БАЛАНС МОЩНОСТИ

В ОТРАЖАТЕЛЬНОМ КЛИСТРОНЕ

Условия генерирования дезатухающих колебаний для отража-
тельного клистрона, как и для любого другого генератора, опреде-
ляются балансом фаз и балансом амплитуд (мощности).

Баланс фаз в отражательном клистроне выполняется при усло-
вии, что сгусток электронов приходит из пространства отражения
к сеткам резонатора в тот момент, когда высокочастотное поле ме-
жду сетками тормозящее.

Ток в отражательном клистроне, т. е. центральный электрон
будущего сгустка, отстает по фазе от напряжения и" на второй
сетке на л/2 (рис. 2-17). Если фаза напряжения и" в момент t равна
tot, то фаза тока в этот же момент ot+n]2. К моменту f2 возвраще-
ния электронов к резонатору фаза тока равна:

“'+y + ®“-	(2-60

Сгусток электронов должен попасть в максимально тормозящее
поле, и, следовательно, фаза тока должна быть равна фазе напря-
жения и", которая к моменту /2 равна <иН-2л«. Из этого условия
получаем:

е„ = 2л(п---L).	(2-62)

Угол ©о согласно (2-59) зависит от Uo и U^. Меняя эти напря-
жения, можно получить различные углы пролета ©о, соответствую-
щие разным величинам п =!, 2,3...

На рис. 2-18 изображены графики движения невозмущенного
электрона и крайних электронов, образующих сгусток, при различ-
ных напряжениях £7ОТР.

4В
'Приравнивая (2-59) и (2-62), подставляя	о0=600УТ7^

и численные значения величин с, е и т, получим:

2<хюг =п______________

(2-63)

fawuKnif,

Рис. 2-18. Пространственно-времен-
ная диаграмма. Группирование элек-
тронов при различных ©о-

Области колебаний. Соотношение (2-63), определяющее ба-
ланс фаз в отражательном клистроне, позволяет, зная /, п и Л, по-
добрать необходимые величины Uq и £7стр. Из (2-63) следует, что
клистрон генерирует колебания лишь при целочисленных значени-
ях п, т. Л при таких углах проле-
та, когда сгусток электронов, воз-
вращаясь, попадает в максимум
тормозящего поля. В действи-
тельности (рис. 2-18), генерация
может возникнуть и в случае не-
больших отклонений Дбо от ве-
личины 2л(п—’А). Электроны
все же попадают в тормозящее
поле, хотя его величина и мень-
ше максимальной. Мощность ко-
лебаний уменьшается.

Таним образом, при плавном
изменении Uo или £7отр генерация
наблюдается лишь в определен-
ных интервалах изменения этих
величин, когда точно или приб-
лиженно выполняется условие
(2-63).

В соответствии с этим разли-
чают области или зоны генера-
ции отражательного клистрона,
соответствующие различным зна-
чениям числа п (рис. 2-19).

Баланс мощности. Процесс передачи энергии от электронного
потока электрическому полю резонатора аналогичен рассмотренно-
му выше (§ 2-3) для двухрезонаторного клистрона. Сгруппирован-
ные электроны, возвращаясь к сеткам резонатора, в тормозящем
иоле передают энергию электрическому полю, способствуя переза-
ряду емкости контура и поддерживая возникшие в нем колебания.

Проходя через сетки резонатора, сгусток электронов наводит в
контуре ток, амплитуда которого с учетом (2-25) равна:

Л«=-₽41И = 2Р4Л(Х),

(2-64)

«де p=₽i определяется выражением (2-6).
\ В центре зоны генерации напряжение й электронный ток на-
едятся в фазе; Мощность, передаваемая электронный потоком
резонатору, равна:

Ъ-Д'.Р'.’МЮ,	(2-65)

где Uivt— амплитуда переменного напряженияJHa сетках резона-
тора	|

Часть этой мощности расходуется на воспофение потерь в са-
мом резонаторе, а остальная мощность отводится в нагрузку

Рп — мощность потерь; Gp — проводимость резонатора;

р, “V6»

Ри—мощность, выделяемая/в нагрузке; GK—проводимость на-
грузки.

Таким образом,

Р,“₽/.1/иА(Х) = ф(Ср + <и.	(2-69)

. Определим величину Ui№ из (2-8) t учетом (2-14)

'	(2™)

Р*»о

Подставляя (2-70) в (2-65), получим:

р,„ 5кТгхЛ(Х).	(2-71)

Отсюда видно, что при заданном токе катода /о и постоянном;
1)0 величина Р„ является функцией X. Зависимость
показана на рис. 2-20. Максимум Ре соответствует Х~2,4. Этен
объясняется тем, что при Х=2,4 пики электронного тока оказий
ваются раздвинутыми во времени примерно на величину Т/3>
(рис.-2-4).’Ёсли при этоыневозМущеиный электрон приходит в
зонатор в момент максимума тормозящего поля. тЪ наиболее уплот-
ненные сгустки электронов проходят через резонатор несколько
раньше и несколько позже наступления При этом наведенный
ток имеет два максимума, соответствующих по времени наиболь-
шей скорости изм&генйя тока перезарядка емкости С (рис. 2-7).
Эти условия отвечают наиболее эффективной передаче мощности
от электронов в ре^онйтор.

Из выражения (2-71) следует также, что с увеличением 80, т. е.
с переходом к эонам генерации с большими п, электрояаеи мощ-
ность в центре зоны падает. Это объясняется следующим обра-
зом. Угол в®, например, при п—Ъ больше, чем в случав п=1 (ей*

Рис. 2-22. Изменение мощности Ря.овг
в различных областях при больших
потерях в резонаторе.

1»ис. 2-21. Бадавс мощности в отра-
жательном клястроне, Зависимость
полезной мощности Рв от величины

чагрузки.

₽cont” —5— (Ор + сн.01Гг);

V1M
^“-7- (°р+с«);

с?м
*’<й~^!1-(0рЧ-вн4).

рис. 2-18). Группирование элек-
тронов в третьей зоне, следова-
тельно, происходит на большем
пути. Поэтому разность скоростей
ускоренного и замедленного эле-
ктронов, а значит, и величина
должны быть меньше. Оптималь-
ное значение параметра Х===2,4
для центра любой зоны' Должно
быть неизменным. Нужное на-

пряжение Uitt на сетках при переходе в другую зону за счет. на-
мример, изменения U^p устанавливается автоматически.

Для определения величины £/1ы, при которой выполняется ба-
ланс Мощности, рассмотрим зависимости электронной мощности,
мощности потерь и мощности в кагрузке от этого напряжения
(рис. 2-21). Кривые Р₽=/(^1м) (2-71) и Рп=Ы^1м) (2-67) по-
строены для резонатора, проводимость потерь которого известна.
Если на график нанести кривую

Л,-Л.+ Р. = ^(С,,+ СЛ	(2-72>



Рис. 2-23. Области генерации
в случае резонатора с большими
потерями.

то точка пересечения этой параболы с кривой Pe=f(GiM) и опре-
делит баланс мощности: будет выполнено условие (2-66). На ри-
сунке показаны три кривые Pe=f(G1M) при GB.onT, GBj<GB.OnT и
GH2>GH_onT.

Отрезки прямых между точками Аъ Бъ Bi и точками А, Б, В
на кривой Pn=fi(GIM) соответствуют мощностям, выделяемым в
нагрузке для трех рассмотренных
случаев. При уменьшении или уве-
личении GB относительно GB.om
мощность в нагрузке уменьшается.

Пользуясь рассмотренными кри-
выми, можно объяснить И ТО, ЧТО
наибольшая мощность в нагрузке
не всегда получается в центре пер-
вой зоны.

На рис. 2-22 построены кривые
Pe—f(UiM) для первой, второй и
третьей зон. С увеличением п мак-

симальное значение мощности Ре уменьшается, однако потери в ре-
зонаторе настолько велики, что наибольшая мощность в нагруз-
ке получается во второй зоне (рис. 2-23).

2-11. УСЛОВИЕ САМОВОЗБУЖДЕНИЯ

Отражательный клистрон представляет собой автогенератор,
колебания в котором возникают обычно в режиме мягкого само-
возбуждения. Условия самовозбуждения зависят от параметров
резонатора, нагрузки и электронного режима клистрона.

Эквивалентная схема отражательного клистрона (рис. 2-24)

содержит активные и реактивные прово-
димости собственно резонатора и нагруз-
ки, а также электронную проводимость.

Закон изменения электронной прово-
димости. В § 2-10 было показано (2-61),
что электронный ток отстает от напряже-
ния на сетках резонатора на уголви+л/а-
Следовательно, для электронной прово-
димости можно записать:

Ам е-«е»4 я/2)
^1М

(2-73)

Рис. 2-24. Эквивалентная
схема резонатора клистрона
с учетом влектронной про*,
водимости.
Знак минус свидетельствует об изменении направления тока при
подлете электронов к резонатору. Подставляя сюда (2-64), поль-
зуясь формулой Эйлера eicosa—i sin а и проводя тригономет-
рические преобразования, получим:

у^ = ЭД4Л<х>(5.1пев + (со8вд	(2-74>

Это выражение, используя (2-70), можно записать и в другой
форме:

У, = ре,О<, ^^(sine. + icose.),	(2-75)

где G0—IofU0.

Отсюда видно, что при
увеличении в0 активная
электронная проводимость
изменяется по закону сину-
са, а реактивная—по зако-
ну косинуса, причем ампли-
туды той и другой функции
линейно возрастают (рис.
2-254. В интервалах от я до
2л, ют Зп до 4л и т. д. ак-
тивная электронная прово-
димость отрицательна, что
свидетельствует о возмож-
ности генерации.

Условие самовозбуждения
сать в виде равенства нулю с
димостей:

Рис. 2-25. Зависимость активной и реактив-
ной составляющих электронной проводимо-
сти от угла пролета.

для схемы на рис. 2-24 можно запи-
уммы активных и реактивных прово-

Се4-Ср4-Сн-0;	(2-76)

Ве -}- Во = 0.	(2-77)

Подставляя вещественную часть выражения (2-74) в (2-76),
получим;

sm е, + о, + о. = о.	(2-78)

U1M

При ва=>2л(п—,A)sin©0=—i, и это выражение принимает
вид:

^''--G. + O,.	(2-79)

Умножив (2-79) на Н1м/2, получим соотношение (2-69) для
баланса мощности в центрах зон генерации.

Абсолютная величина GO=GP+GH отложена на графике

1>ис. 2-25 по оси отрицательных проводимостей. При условии Се+
fGp+Gh=0 возникают колебания с постоянной амплитудой. Если
Перепишем это
выражение (2-62) н

Ркс. 2-26. Форма об-
ласти генерации при
гистерезисе.

*° амплитуда колебаний нарастает до тех пор, по-
ка согласий (2-70) Ge йе уменьшится до величины dj,+GH. ,
Пусковой ток. Условие самовозбуждения на основании (2-76)
и учитывая, что для режима очень малых амплитуд Jt(Х)/Х«1,
можно записать в виде:

|-^йпев|>|6р+0.|.	(2-80)

уравнение относительно тока То, использовав
полагая при этом sin во——1:

[0 > ^(Gp + GJ _	(2-81)

&2л(п—
\	4 1

Величина тока То, при которой выполняет-
ся условие (2-81), называется пусковым, то-
мм 1Е. Из выражения (2-81) видно, что воз-
никновейие генерации в отражательном клис-
троне для данного резонатора и при заданной
нагрузке наблюдается лишь при условии, ч*го
То>Тп- Кроме того, самовозбуждение облег-
чается с уменьшением 1/0 и с увеличением но-

мера зоны, что й понятно, т^к как для областей с большими зна-
чениями п требуется меньшая амплитуда колебаний.

Электронный гистерезис. В некоторых случаях форма кривых'
PE=f(UOTp), показанных на рис. 2-19 или 2-23, Нарушается; появ-
ляются резкие изменения мощности колебаний, причем при раз-
личных значениях (7Стр в зависимости от того, меняется ли напря-
жение на отражателе от нуля в сторону отрицательных величин'
или же в обратном направлении (рис. 2-26). Это явление, носящее
наименование электронного гистерезиса, оСгьясняркя рядом раз-
личных причин, среди которых основная связана с многократным
прохождением электронов через сетки резонатора. Электроны, про-
шедшие зазор после возвращения из пространства отражения,
могут вновь изменить направление своего движения и пройти че?
рез сетки резонатора еще раз. Следствием этого процесса являет-
ся изменение характера зависимости Ge от амплитуДы переменно-
го напряжения, которая при обычных условиях имеет монотонны!
характер. В случае многократного прохождения электронов черег
зазор резонатора в этой зависимости появляется максимум, в ре-
зультате чего условия самовозбуждения нарушаются. Электронный
гистерезис — вредное явление в отражательных клистронах, ос.
ложняющее их использование в радиотехнических устройствах
Для устранения электронного гистерезйса несколько изменяю!
конфигурацию сеток резонатора и отражателя с тем, чтобы боль-
шая часть электронов, прошедших зазор резонатора повторно, осе
дала на элементах резонатора.

Электроник к. п. д. отражательного клистрона Цал характери-
зуется отношением полезной мощности Ре, развиваемой электрон-
ним потоком к мощности	потребляемой от рпейшего Ис-

точника питания.

Выражение для т)9Я легко получить, разделив (2-71) на величи-
ну Рс и подставляя туда (2-62):	/

Ч"= //11ТГ-	С*-82’

Отсюда следует, что ч8Д падает с номером области пив любой
области достигает наибольшего значения при максимуме функ-
ции’ XZi(X), что соответствует величине Х=2,4 (см. рис. 2-20).

В реальных устройствах далеко не вся мощность Ре отводится
в нагрузку, значительная часть мощности теряется в самом резо-
наторе, в линиях отвода энергии и т.Д. Поэтому полный к. п.д.
клистрона 1} обычно не превышает нескольких процентов.

2-12. ЭЛЕКТРОННАЯ НАСТРОЙКА ЧАСТОТЫ

Весьма ценным свойством отражательного клистрона явля-
ется зависимость частоты генерируемых колебаний от напряжений
ла электродах прибора. Пределы изменения частоты невелики
(около 1% от среднем рабочей

частоты), но даже такая возмо-
жность электронного управления
частотой колебаний позволяет с
успехом использовать отража-
тельный клистрон в приемниках
СВЧ диапазона в качестве гете-
родина, частота которого авто-
матически подстраивается под
частоту сигнала. Обычно в отра-
жательных клистронах изменяют
частоту путем регулировки на-
пряжения на отражателе, так
как в цепи питания этого элект-
рода не течет ток.

Рассмотрим это явление, поль-

Рис, 2-27. Пространственно-времен-
ная диаграмма, поясняющая принцип
мйктрониой настройки частоты.

уясь пространственно - времен-
ной диаграммой (рйс. 2-27), ил-
люстрирующей изменение движе-
ния электронов при 'небольших
уклонениях напряжения—UOiP

пт оптимальной величины. Кривые а, б и в соответствуют оптималь-
ной величине—- С/отр; сгусток электронов приходи! в резонатор в
от момент времени io, когда поле резонатора максимально тормо-
глщее. Максимум электронного тока совпадает по времени с мак-

 имумом переменного напряжения на второй сетке резонатора.
Иначе говоря, ток, питающий контур (электронный ток), совпада-
<•1 по фазе с напряжением на контуре. Эти условия отвечают pe-
зонансу колебательной системы; проводимость контура имеет чис-
то активный характер, и частота колебаний равна резонансной
частоте контура. Если напряжение— Uorsi изменить на некоторую
величину, сделать его более отрицательным, то электроны будут
проникать в пространство отражения на меньшую глубину (кри-
вые а', б', в') и сгусток электронов придет к сеткдм резонатора на
время А/ раньше, чем напряжение и" достигнет максимума. Элек-
тронный ток, питающий контур, опередит напряжение на нем, про-
водимость резонатора станет емкостной, и частота генерируемых
колебаний увеличится. При уменьшении отрицательного напряже-
ния на отражателе частота колебаний в контуре уменьшится, так
как электроны глубже проникнут к отражателю, электронный ток
отстанет от напряжения в зазоре и проводимость контура будет
иметь индуктивный характер.

Обратимся снова к рис. 2-25, из которого видно, что в интерва-
лах от п/2 до Зп/2, от 5л/2 до 7л/2 и т. д. реактивная электронная
проводимость имеет индуктивный характер, а в промежутках меж-
ду этими интервалами — емкостный характер.

Частота колебаний в клистроне определяется соотношением
реактивных проводимостей. Полагая нагрузку чисто активной
(Ви==0), используя мнимую часть выражения (2-74), перепишем
(2-77) в виде

®=i®coSe. + aC-A=o,	(2.83)

где

—^- = ВР.	(2-84)

При 0й=2п(п—’/<) cos©0=0 и, следовательно,

<о=(оо = ——.	(2-85)

УГс

Частота колебаний равна резонансной частоте ©о контура.

При отклонении угла ©о от значений 2л(п—*/<) условие (2-85).
нарушается. Если уменьшить угол 0о, увеличив отрицательное на-
пряжение на отражателе, то, как видно из рис. 2-25, Ве будет
иметь индуктивный характер, а Вр согласно (2-77) должна быть
емкостной, что приводит, как это отмечалось выше, к увеличению
частоты колебаний. И наоборот, при увеличении ©о проводи-
мость Ве становится емкостной, Bv— индуктивной и частота
уменьшается.

Закон изменения частоты. Положим, что угол пролета изме-
нился на величину

д^=е;-2я(в—L).	(2-86)

Это вызовет изменение частоты на величину Дох При условии,
что Д© мало (Дю/(>)о<С1), величина реактивной проводимости кон-
тура равна:
юС— —я=;2Д(оС.
a>L

(2-87)

Используя (2-86) и (2-87), выражения (2-78) и (2-83) можно
переписать в виде

G.+	= 0;	(2-88)

\ —....С-1 w sinлео-о.	(2-89)

Деля (2-89) на (2-88), получим:

^s=-j-tgfle.	(2-90)

®о Чк

где QH= —2---------добротность нагруженного резонатора.

G>r|Gp

С помощью (2-90), зная параметры резонатора, легко опреде-

лить изменение частоты в зависимости от изменения угла пролета.
Выражение (2-90) можно записать и в иной форме;

______I____At/prp______	(2-91)

®o	Uo -f- Uotj, — &Utnp

Кривые изменения час-
тоты в зависимости от
-Ump показаны на рпс.
2-28.

Диапазон электронной
настройки. Пределы элект-
ронного управления часто-
той определяются макси-
мально допустимым откло-
нением угла пролета от оп-
тимальных значений 0О=
=2п(п—llf). Сгустки элек-

Рнс. 2-28. Кривые изменения частоты коле-
баний н диапазон электронной настройки
для различных областей.

тронов должны приходить
н резонатор в той части пе-
риода колебаний, когда пе-
ременное поле обладает до-
1 таточным тормозящим дей-

। твием. В противном случае энергия от электронного по-
тока не передастся полю н колебания сорвутся. Допустимые
пределы изменения частоты, называемые диапазоном электронной
настройки, принято ограничивать значениями напряжения на от-
ражателе, при которых мощность колебаний уменьшается не более
чем в 2 раза по сравнению с ее максимальным значением в центре
области (рис. 2-28). При конструировании отражательных клистро-
нов стремятся получить линейную зависимость частоты от напря-
жения в пределах диапазона 2Дсо.
Перепишем (2-89), йодстайдяя туда выражения (2-62) и'(2'-70):

— <s,C+^ii®2n(n — -ЦзтДе,. (2-92)
®»	. V0 X \	4 /

Отсюда видно, что величина диапазона электронной настройки
возрастает с увеличением 1й, с уменьшением £/0 и при переходе к
областям колебаний с большими значениями п.

Из выражения (2-90), кроме того, следует, что пределы воз-
можной перестройки частоты расширяются при снижении нагру-
женной добротности QB. Уменьшение величины QH приводит, кроме
того, и к повышению линейности кривой &v>=f(U9T9).

В’связи с этим для расширения диапазона электронной настрой-
ки в клистронах стараются по возможности увеличить /0, снизить
ускоряющее напряжение, а также использовать резонаторы с ма-
лой емкостью и по возможности малой величиной Q„

2-18. ПАРАМЕТРЫ И ОСОБЕННОСТИ КОНСТРУКЦИИ

ОТРАЖАТЕЛЬНЫХ КЛИСТРОНОВ

В качестве параметров отражательных клистронов в справочных данных
указываются величины, большинство из которых уже упоминалось выше. Преж-
де всего это параметры номинального электрического режима: напряжение нака-
ла VB. ускоряющее напряжение Ut, ток а также пределы изменения напряже-
ния на отражателе Umv- Поскольку отражательные клистроны обычно исполь-
зуются в качестве маломощных генераторов, величины Vt> и йе превышают
нескольких сотен вольт.

Основными параметрами также являются: диапазон рабочих волн, выходная
мощность Р», величина которой для большинства приборов составляет сотые иди
десятые доли ватта, а также диапазон электронной настройки Д© и крутизна
электронной настройки, т.е. крутизна кривой

Обычно Д©«2 (ОДт-0^%) ©и, а значение крутизны измеряется десятыми до-
лями или единицами мгц/в. В специальных клистронах с широким диапазоном
электронной настройки величина Дш может достигать 10—15% от значения «0.

Отражательные клистроны в диапазоне волн от 10 см подлиннее выполняют-
ся обычно в стеклянном оформлении. К дисковым выводам от сеток Механически
крепится внешний металлический объемный резонатор, обычно тороидального
типа. Перестройка частоты колебаний осуществляется с помощью специальных
плунжеров, вводимых в полость резонатора.

В более коротковолновой части диапазона СВЧ (А<.Ю см} отражательные
клистроны имеют металлические баллоны, внутренний объем которых образует
резонатор. Перестройка такого резонатора осуществляемся прогибом гибкой стену
км баллона — диафрагмы, за счет чего меняются расстояния между сетками .wj
следовательно, емкость резонатора

ЛАМПЫ БЕГУЩЕЙ И ОБРАТНОЙ ВОЛНЫ ТИПА О

3-1. УСИЛИТЕЛЬ НА ЛАМПЕ БЕГУЩЕЙ. ВОЛНЫ (ЛЕВ).

устройство и принцип действия

Определение. Лампой бегущей волйы-типа О называют элек
тронный йрнбор СВЧ диапазона, в котором используе'гся длитель
яое взаимодействие сгруппированного потока электронов, движу
щихся в продольных электрическом я магциэ?гом порйх^с прямой,
гармоникой сигнала (бегущей волной), распространяющейся вдоль ,
замедляющей системы.

Устройство. Лампа бегущей волны (рис. 3-1) представляет со-,
бой длинную стеклянную колбу небольшого диаметра, в одном
конце которой размещён ряд электродов (электронная пушка),
предназначенных для Образования узконаправленного Лучка элек-
тронов. Электронная пушка обычно состоит из катода, управляю-
щего электрода, одного или двух анодов. В зависимости от требуе-
мой форйы электронного пучка (цилиндрической или лентообраз-
ной) эти электроды могут отличаться по форме. В лампе,
изображенной на рис. 3-1,
электронный пучок цилинд-
рический. Катод выполнен
в виде цилиндра, дно кото-
рого вогнутое, сферическое,
покрыто оксидным слоем
Управляющий электрод и
аноды выполняются в виде
дисков с отверстиями или

Рис. 3-L Усилитель на лампе бегущей вол-
ны.

1 — стеклянный Саллой: 2—«катод; ?— управляю-

цилиндров с перегородками,
снабженными в центре не-
большими отверстиями —
диафрагмами. Управляю-
щий электрод играет роль
управляющей сетки и нахо-
дится обычно под неболь-

устройства согласования лампы с входом и вы-
ходом; Ч — поглотхтель.

щим; отрицательным потен-
циалом, регулируя величину
которого можно изменять интенсивность-электронного потока. На

анод подается положительное напряжение. Вследствие раз-

ности _ потенциалов между управляющим, электродом и ано-
дом ’образуется система электростатических линз, обеспе-
чивающая предварительное фокусирование электронного луча.
В случае применения второго анода поле между ним и первым
анодом также представляет собой электронную линзу. Таким об-
разом, после второго анода поток электронов оказывается сфоку-
сированным в узкий цилиндрический луч, который затем мимо за-
медляющей системы,.движется к коллектору — положительно за-

ряженному электроду, расположенному в противоположном
конце 4ампы- Для окончательной фокусировки луча используется
магнитное поле длинной катушки, намотанной на металлический
каркас. Сама лампа помещается внутри этого соленоида. В каче-
стве замедляющей системы в усилительных ЛБВ чаще всего ис-
пользуется спираль. В начале и конце шаг спирали Постепенно
увеличивается и спираль Плавно переходит в два цилиндра, кото-
рые образуют связь спирали со входной и выходной линиями.

Весьма серьезной проблемой в усилителях на лампах бегущей
волны является согласование замедляющей системы С волновым
сопротивлением входного фидера и сопротивлением нагрузки. Прй
неполном согласовании лампы с нагрузкой часть энергии СВЧ ко-
лебаний отражается, появляется отраженная волна, движущаяся
от выхода ко входу, и возникает обратная связь. При выполнении
условий баланса фаз, который при длинной замедляющей системе
может легко удовлетворяться для ряда частот, в усилителе могут
возникнуть автоколебания. Во избежание этого замедляющая си-
стема согласуется с входным и выходным фидерами весьма тща-
тельно. Обычно в усилителях на ЛБВ предусматриваются специ-
альные устройства в виде короткозамкнутых отрезков волноводов
или коаксиальных линий, включаемых параллельно входу и выхо-
ду (см. рис. 3'1). Длина таких отрезков может изменяться с по-
мощью подвижных короткозамыкающих поршней. Входное сопро-
тивление короткозамкнутой линии равно:

ZBX = /rtg₽/,	(3-1)

где W—волновое сопротивление линии; 3=2яД;

I—< длина отрезка линии.

Таким образом, с изменением длины I входное сопротивление
•параллельной линии меняется; оно может быть подобрано таким
по величине и знаку, чтобы компенсировать рассогласование за-
медляющей системы с фидерной линией.

Принцип действия. СВЧ колебания, подлежащие усилению, по-
•ступают на вход лампы и далее распространяются вдоль замедляю-
щей системы, образованной спиралью и каркасом фокусирующей
катушки. Скорость Vrp распространения электромагнитной волны
вдоль провода, свернутого в спираль, равна скорости света. Фа-
зовая скорость Оф волны, т, е. скорость ее движения вдоль оси спи-
рали, естественно, в adit раз меньше, где d— диаметр, a t—шаг
-спирали. Параметры спирали t и d выбирают такими, чтобы обес-
печить нужное замедление (10—15), но двсперсия должна быть
небольшой, так как требуется равномерное усиление в широкой
полосе частот при неизменном ускоряющем напряжении.

Для получения эффективного взаимодействия электронного по-
тока с волной требуется примерное равенство фазовой скорости
волны и скорости электронов. По мере движения электронов внут-
ри спирали в поле бегущей волны они взаимодействуют с этой
волной. Электроны при входе в спираль, в зависимости от фазь
сверхвысокочастотного электрического поля, тормозятся или ус-
коряются этим полем. В результате разности скоростей электро-
нов происходит их группирование в сгустки. При правильно вы
бранных скоростях движения электронов и волны сгустки образу
ются в той части бегущей волны, где электроны претерпеваю
торможение. Таким образом, при дальнейшем движении электро
нов они, постепенно тормозятся, передавая кинетическую энергий
волне, амплитуда которой непрерывно увеличивается. На выход
.лампы амплитуда волны достигает величины, значительно преви
шающей амплитуду сигнала на входе.
3-2. ГРУППИРОВАНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ В ЛАМПЕ БЕГУЩЕЙ ВОЛНЫ

Электрическое поле е спирали. Предположим, что на вход ЛБВ
подано сверхвысокочастотное колебание с частотой со.

Расстояние, на которое перемещается волна вдоль оси спирали
за один период колебаний, равно Лз. Эта величина меньше X— дли-
ны волны в свободном пространстве в nd/i раз, так как скорость
движения волны вдоль оси спирали Vq>=ct/nd. Обычно Х>лй,
и поэтому волна укладывается вдоль отрезка спирали, содержаще-
го значительное количество ее витков.

Рве. 3-2, Картина электрического поля
в спиральной замедляющей системе (fl)
и зависимость	(&)

Рис. 3-3. Графики движения
электронов без учета их взаи-
модействия с волной.

Упрощенная картина сверхвысокочастотного электрического
поля в замедляющей системе показана на рис, 3-2, а.

Вдоль замедляющей системы, вблизи ее оси движется сфоку-
сированный в тонкий луч поток электронов.

В той части спирали, где вектор напряженности осевой сос-
тавляющей совладает по направлению с вектором «о скорости элек-
тронов, поле для электронов тормозящее. И наоборот, там, где
вектор противоположен вектору ид, поле ускоряет электроны
(рис. 3-2, б).

Графики движения электронов.. Построим график движения
электронов относительно некоторой точки z, находящейся на оси
спирали и движущейся вдоль оси со скоростью перемещения
волны. Предположим, что электроны не взаимодействуют с волной

и перемещаются вдоль оси с начальной скоростью vg= 2 Uo,
где Uo—потенциал последнего анода. Тогда в зависимости от со-
отношения «о/»ф графики движения электронов изобразятся в виде
прямых линий (рис. 3-3). Если »о=Оф. то электрон в любой момент
времени находится против точки наблюдениях (график/),подобно
тому как автомашина, движущаяся по шоссе, параллельному же-
лезной дороге, все время находится перед глазами пассажира,
если ее скорость равна скорости поезда. Если же оо<^ф, то с те-
чециея времени смещение Дг электрона относительно точки г уве-
личивается: электрон будет отставать от наблюдателя (график 2).
При электрон постепенно опережает точку z и относитель-
ное смещение Да имеет положительный знак (график 5).

Рнс. 3-4. Г рафики движения
электронов с учетом их
взаимодействия с волной.

Обратимся к рис. 3-4} иллюстрирую-
щему графики движения электронов, ко-
гда они взаимодействуют с бегущей
вдоль оси волной. На этих графиках вы-
брано несколько точек наблюдения z, со-
ответствующих разным моментам прихо-
да электронов к началу спирали.- Так,
например, точка zt соответствует элект-
рону, который влетел в спираль в тот мо-
мент, когда поле было максимально ус-
коряющим; точка 2а — другому электро-
ну, попавшему в сдирадь, когда 6Х мень-
ше максимальной величины, и т. д. Для
большей наглядности графики движения
всех этих электронов изображены вмес-
те. На рис. 3-4, а показаны графики дви-
жения электронов для случая с0=Оф.
Пунктиром обозначено движение элект-
ронов, не взаимодействующих с волной.
В результате взаимодействия электронов
с полем бегущей волйы графики их дви-
жения описываются кривыми линиями.
Электроны, попавшие в ускоряющее по-
ле, движутся все быстрее и постепенно
опережают точку наблюдения; электро-
ны, попавшие в тормозящей поле, теря-
ют скорость и отстают. В результате
электроны группируются в сгустки в об-
ласти, где ё,—0. Следовательно, при
дальнейшем движении скорость электро-
нов остается неизменной; электроны и
поле не обмениваются энергией. Затрата
энергии поля На группировку электронов
также близка .к нулю, так как плотность
электронного потока у входа спирали не
меняется со временем -и, следовательно.

поле, ускоряет и замедляет за период равной число электронов.

На рис. 3-4,6 и в показаны графики движения электронов при
%<Ч»в й оо>Пф. В первом случае сгусток электронов образует-
ся в области ускоряющего поля. В процессе дальнейшего движения
электроны отбирают энергию у поля и амплитуда волны по мере
ее распространения уменьшается. Это соотношение скоростей, как
мы увидим далее, является нерабочим.

Во втором случае электроны группируются в тормозящем поле
волны. Дальнейшее их движение сопровождается потерей скорости
и, следовательно, передачей энергии от электронного потока вйл- •
не. Такое соотношение скоростей (п0>оф) характерно для рабо-
чего режима лампы.	-*

Угол пролета. Для характеристики совместного движения элек-
тронов и волны удобно использовать понятие об угле пролета
электронов. Введем прежде всего понятие об абсолютном угле
пролета электрона

6С = —.	(3-2)

Эта величина характеризует время движения электрона на рас-
стоянии z вдоль оси прибора, выраженное в долях периода сверх-
высокочастотных колебаний с частотой <о. Угол ве называют аб-
солютным, tax как он учитывает движение электрона в неподвиж-
ной системе Координат безотносительно к движению волны.
Скорость электрона ve в общем случае может слагаться из посто-
янной и переменной составляющих vf=*u0+v. Постоянная состав-
ляющая определяется величиной ускоряющего потенциала: v0^=
Vа переменная составляющая результат воздей-
ствия на электрон электрического поля волны.

Следовательно, и абсолютный угол пролета электрона в общем
случае должен содержать постоянную и переменную составляю-
щие

бе=ео+в~,	(3-3)

где во==г<в/по—абсолютный угол пролета невозмущенного элек-
трона, а 6 —изменение угла пролета электрона вследствие его,-
взаимодействия с волной. Знак и величина угла. 6 зависят of фа-
зы волны в тот момент, когда электрон входит в спираль,' а также
от амплитуды волны.

В результате модуляции угла пролета электронов и образуются
сгустки. МодуЛяция электронного потока по скорости приводит
к модуляции по, плотности так же, как это происходит в клистронах.

Однако имеется и существенное различие в процессах группи-’
рования электронов в клистроне и в лампе бегущей волны, В кли-
строке высокочастотное электрическое поле воздействует на поток
электронов лишь в определенной части пространства —между сет-
ками резонатора. Поле неподвижно в избранной системе крорди-
нат, а электроны движутся и группируются в процессе их дальней-
шего движения в пространстве дрейфа или. в тормозящем поле
отражателя. Следовательно, можно отметить время прекраифния
возмущающего действия поля и отсчитывать угол пролёта элек-
тронов при группировании от момента прохождения электронов
через плоскость с определенной координатой — середину зазора
или же через плоскость одной из сеток.

В лампах бегущей волны вдоль замедляющей системы (по оси
z) движутся не только электроны, но и сама волна, электрической
поле которой оказывает воздействие на электронный поток на всей
длине замедляющей системы. Поэтому здесь удобней пользоваться
подвижной системой координат, перемещающейся вместе с волной,
т. е. считать, как мы это делали выше, что наблюдатель движется
вместе с волной. В этом случае целесообразно ввести понятие
относительного угла пролета электронов, т. е. смещения электро-
нов относительно волны в процессе их совместного движения:

---3-).	(3-4)

\ Ve /

Допустим, что в некоторой момент to, соответствующий вхож- '
дению электрона в спираль, фаза волны характеризуется величи-
ной ф. Если скорость электрона по—Оф и он не взаимодействует
о волной, то фаза волны относительно электрона во время его
движения вдоль оси спирали остается неизменной и равной ф.
В этом случае относительный угол пролета tye—O. Это условие на-
зывают холодным синхронизмом, подчеркивая словом «холодный»
отсутствие взаимодействия электронов с волной.

Условие холодного рассинхронизма соответствует случаям, ко-
гда оо=/=^ф- Относительный угол пролета при этом может быть
как отрицательным (оо>^ф). так и"положительным (Оо<Пф).

В реальных приборах поток электронов взаимодействует с вол-
ной,' в результате чего изменяется скорость электронов; электроны
ускоряются или замедляются электрическим полем волны. Вза-
имодействие электронов с волной не ограничивается только изме-
нением скорости электронов. Как мы увидим далее, при этом мо-
жет меняться и скорость волны. Поэтому в дальнейшем под вели-
чиной -’будем понимать фазовую скорость волны с учетом ее взаимо-
действия с электронами, а под величиной—фазовую скорость не-
возмуГценной волны.

Таким образом, относительный угол пролета, так же как и аб-
солютный, слагается из постоянной и переменной составляющих

<	= % + Ч>.	(3-5)

Угол фо определяет смещение электрона относительно волны
вследствие отличия его начальной скорости о0 от фазовой скоро-
сти’волны. Величина угла ф определяется степенью торможения
или ускорения электрона волной, а также возможным в результа-
те взаимодействия изменением скорости волны.

Условия, при которых фе=0. т. е: %=Пф, называют горячим
синхронизмом.

Как это легко видеть, абсолютный и относительный yrali про-
лета связаны между собой соотношением

,,, = [(--aje.-ee,.	(3-6)

8-3. ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭЛЕКТРОНОВ

С ВОЛНОЙ В ЛАМПЕ БЕГУЩЕЙ ВОЛНЫ

Задачу об энергетическом взаимодействии электронного потоку с волной
можно решить на основании уравнения, описывающего движение электрона
в электрическом поле, обладающем только продольной, г-й компонентой;
л» л

(3-Л

Умножим обе части'этого уравнения ла о и запишем его в следующей форме:

d (то* \ е
dt L 2	it

(3-8)

Это выражение характеризует изменение кинетической энергии электрона
в единицу времени, переходящей в случае его торможения в энергию роли. Следо-
вательно, для потока п электронов можно записать:

dP = iStdt,	to-8)

где dP— мощность взаимодействия электронов с волной, а Г«- ~(пе) —конвек-
at

ционный ток.

Вследствие модуляции электронного потока по скорости электронный ток со-
держит переменную составляющую, характеризуемую в случае малых возмуще-
ний гармоническим заколом. Средняя за период мощность взаимодействия иа пу-
ти г определяется в этом случае выражением

dP =

(ЗЮ)

где In— амплитуда переменной составляющей тока, а Ан —амплитуда напря-
женности поля.

Или в комплексной форме

где fi2—величина, комплексно сопряженная

Знак перед величиной dP зависит от фазовых соотношений между током I
и полем fit. В случае их синфазности электроны ускоряются тюлем и Мощность
dP положительная. При противоположных фазах мощность dP отрицательна:
электроны передают энергию волне.	>

В общем случае переменная составляющая электронного тока и напряжен-'
ность поля волны, могут отличаться по фазе на (любую вёлпнину. Разность фаз
зависит не только от различия начальных скоростей о0 н Сфо, но н от степени,
горячего рассипхронйзма, т. е. отличая скоростей V, и Оф. Поэтому величий
и знак мощности взаимодействия существенно зависят от величины отаоситеды-
ного угла^ пролета <jf. Иначе говоря, в общем случае мощность взаимодействуя—
величина , комплексная1 и, следовательно, можно выделил, ее активную А, « реак-
тивную Рг части :	г

На рис. 3-5 представлеиы зависимости активной и реактивной составляющих
мощности ’взаимодействия гот относительного утла пролета фо, меняющегося
вследствие- изменения о* и при постоянстве веет других величин [Л. 6].

Кривая на рйс> 3-5, ц подтверждает справедливость сделанного в § 3-1 ка-
чественного , рассмотрения условий энергетического обмена между электронами
и волной. При положительных углах пролета (фо>О), т. е. когда. оо<»ф, актив-
ный компонент мощности вдаОДодействия положителещ электроны 1рупяйруются
в области ускоряющего поля-и отбирают у пего энергию. В случае 1фф<Ф, что
отвечает условию г0>т>ф, мощность Ра отрицательна’; .сгустки электронов фор-
мируются в тормозящей фазе поля и, претерпевая торможение при дальнейшем
движении в поле волны, передают ему энергию. Экстремум кривой. (фа)
соответствует величине угла фо’=?л. Это означает, что наиболее эффективная
передача энергии от электрон® полю достигается в том случае, когда на пути
взаимодействия электронный сгусток все время остается в тормозящем полуперио-
де волны. Формируясь в начале тормозящего полупериода, сгусток за время сов-
местного движения с волной смещается к копну этого полупериода, претерпевая
все время торможение за счет действия сил поля.	«

В условиях холодного синхронизма	мощность Ра=*0; сгустки i

электронов формируются в той области, где £гя=0 и не должны обмениваться
энергией с. полем волны1, Однако, как видно из рис. 3-5,0, в этом случае макси-
мальна реактивная мощность взаимодействия Рг. Физически это означает, что
электронные сгустки при своем движений образуют конвекционный ток с такой?
фазой, что соответствующее ему электрическое поле сдвинуто по фазе относитель-
но поля волны на угол л/2. Анализ этих процессов [Л. 6] показывает, что в ус-
ловиях реактивной мощности взаимодействия претерпевает изменение скорость

Рис. 3-5. Зависимость активной и реактивной мощности от величины отно-
сительного угла пролета.

а и б—при нензмевисй амплитуде волны; е — при экслспенцяалъпо-нарастающе

движения волны. При Рг>0 фазовая скорость движения волны уменьшается;
сгустки электронов постепенно смещаются в область тормозящего поля и разви-
вается процесс передачи энергии от электронов волне. Таким образом, в условиях
холодного синхронизма (ев=>е«о) энергетический обмен между электронами
и волной не прекращается; за счет изменения фазовой скорости возмущенной
волны все же будет происходить передача энергии от электронов волне, Наруше-
ние этого энергообмена, т.е. изменение знака мощности Ра произойдет лишь при
достаточно сильном холодном рассинхронизме (ро<п#о).

Кривые на рис. 3-5, а, б построены в предположении, что амплитуда волны
при ее движении вдоль замедляющей системы остается неизменной. В действие
тельности же при работе ЛБВ в усилительном режиме амплитуда волны по мере
получения энергии от электронного потока существенно увеличивается.	'

На рис. 3-6 показано изменение амплитуды продольной составляющей полтЙ
волны 6гм=Кг). нарастающей в результате получения энергии от электронод
по экспоненциальному закону. На этом же рисунке дейа кривая изменения ампли-j
туды переменной составляющей плотности электронного потока /см—/(г).	я

Кривая Ра^Цч>о) для случаи нарастающей до экспоненциальному закону}
волны показана на рис. 3-5, в. Легко видеть, что характер зависимости остается
прежним; расширяется лишь несколько диапазон .углов <р0, при которых наблюй
дается эффективный обмен энергией между электронами н волной. Электронь!
отдают волне значительную энергию даже тогда, когда относительный угол про!
лета q?o существенно отличается от я. Величина этого угла при ve—const onpej
деляется фазовой скоростью волны. Следовательно, положительный эиергетиче!
ский баланс выполняется при усилении колебаний в достаточно широком диапа!
зоне изменения частоты, если только дисперсия замедляющей системы невелика
Отметим в заключение особенности и преимущества процесса энергетическое!
взаимодействия электронов с волной в ЛБВ по сравнению с подобными процес]
сами в клистронах.
В ЛБВ электроны взаимодействуют с волной на весьма длинной отрезке пу-
ти, в процессе их совместного движения вдоль замедляющей системы. В клистро-
нах это взаимодействие осуществляется лишь на коротком отрезке,.а зазоре меж-
ду сетками резонатора. Поэтому для получения того Же эффекта торможения
электронов, т. е. для отбора такой же доли кинетической энергий величина тор-
мозящего поля в ЛБВ может быть значительно меньше. Это позволяет отказать-

ся от использования узкополосных резонато-
ров, высокая добротность которых в клистроне
необходима для получения значительной ам-
плитуды переменного напряжения в зазоре
резонатора. Использование в ЛБВ нерезонаис-
ных замедляющих систем делает эти приборы
весьма широкополосными, сохраняющими вы-
сокую величину коэффициента усиления в ши-
роком диапазоне частот.

В ЛБВ для эффективного взаимодействия
электронного потока с волной требуется опре-
деленная величина относительного угла про-
лета (фо»л). Абсолютный угол пролета ©о
может быть сколько угодно велик, причем с
увеличением ©0> или, что то же самое, с уве-
личением длины замедляющей системы, улуч-
шаются’условия группирования электронов и

Рис. 3-6. Зависимость амплиту-
ды суммарной Волны и пере-
менной составляющей элек-
тронного потока от координа-
ты z в ЛБВ,

возрастает энергия, передаваемая волне.

В клистроне, поскольку поле локализовано в зазоре между сетками резонатора,
понятие относительного й абсолютного углов пролета совпадает с понятием угла
пролета ©„ зазора резонатора. Максимум отдаваемой электронами энергии, как
мы видели, соответствует ©а=О.

3-4. ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ УСИЛИТЕЛЯ НА ЛБВ

Коэффициент усиления—один из основных параметров ЛБВ—-как в для
усилительных клистронов обычно выражается в децибелах

Kp=101g^®. <Х>.	(3-12)

*вх

Имея в виду, что усиление в ЛБВ происходит за счет передачи энергии
электронами волне, коэффициент усиления можно также записать в виде

Ы,	(3-13>

где бамо и Qzia—амплитуды продольной составляющей волны на входе и вы-
ходе замедляющей системы соответственно. Эти величины связаны между собой
соотношением

	(3-14)
|де 1—длина замедляющей системы;	
	УТ юС	(3-15)
	
2Офо’	
c-l/Sk   У 41/,	(3-16)

- безразмерная величина, называемая параметром усиления.
, "#• Подставляя (&14) в (ЗДЗ),Получим:

J	fCp=S0ig^,=20a/ta'«-e.68a(. дб	(3-17)

Подставляя далее в это выражение соотношение (3-15) и имея в виду, что
<о;о^0=2лсДро»=2ге/^»- вапишем /3-17) в виде

Ct

Др = 47,3 ~ ~ 47,3CN. дб,	(3-18)

Аи

где

{319)

— число длин валя, укладывающихся по всей длине замедляющей системы.

Однако по мере распространения волны вдоль замедляющей системы неиз-
бежны потери энергии. Величина этих потерь соответствует 1/3 амплитуды волны
на входе спирали. Поэтому из величины коэффициента усиления необходимо вы-
честь эти потери

Ьо = 20 Ig 4- =«—9,54 дб.	(3-20)

3

Таким образом, выражение (3-18) следует записать в виде

Кр = 47,3^ — 9,54, дб.	(3-21)

Подавление самовозбуждения в ЛБВ. В самом начале рассмотрении цы
предположили, что замедляющая система нагружена на сопротивление, равное
волновому Сопротивлению лаНии, и отражения в линии отсутствуют. В действи-
тельности же добиться идеального согласования лампы с нагрузкой, даже если
йсяользуются специальные согласующие устройства, невозможно. Особенно труд-
но получить хорошее согласование в широком диапазоне частот. Поэтому часть
энергии на выходе ЛБВ отражаемся и распространяется в обратном направлении
от выхода ко входу.. При этом взаимодействие отраженной волны с электронным
потоком ничтожно мало и волна в обратном направлении фактически не изме-
няется. Следовательно, па входе лампы, помимо прямой волны с амплитудой
бгио, появляется отраженная волна с рыплитудой

&и>м *= Pi Pt е^,	(3*22)

где pi и рг — коэффициенты отражения волны на входе я выходе соответственно.
В результате отражения волны от выхода в усилителе появляется цепь положи-
тельной обратной связи. При Необходимых фазовых условиях, легко выполняю-
щихся иа ряде частот, так как ТШЦ, велико, а также, пря условии, что
Pipas’^ >1, в ЛБВ возможно самовозбуждение.

Необходимое для подавления самовозбуждения поглощение обеспечивается
в ЛБВ либо за счет использования для изготовления -спирали материала с доста-
точно большим удельным сопротивлением, либо путем Введения в замедляющую
систему специальной поглощающей вставка. Эта вставка, представляющая собой
небольшой цилиндр, охватывающий спираль, располагается обычно вблизи сере*
дины замедляющей системы. Края такого цилиндра скашивают для уменьшения
отражений от самой вставки. Затухание поглощающей вставки может быть весь-
ма существенным, так что й прямая в отраженная ъолвы почти полностью зату-
хают. Однако электронный луч, модулированный ло плотности, вновь наводит во
второй половине замедляющей системы прямую волну, амплитуда которой быстро,
нарастает за счет отбора кинетической энергии электронных сгустков.

Если -потери мощности в поглотителе обозначить через С. ТО выраженив|
(3-21) для коэффициента усиления по мощности можно записать в виде

Кр== 47,3CN~V.&t — L, дб.	(3-23>

Из этого соотношения видно, что для повышения коэффициента усиления не-
обходимо стремиться к увеличению параметра С (т. е. обеспечить по возможности
большую йелЬчяну н увеличивать тбк '?&) и juntoi £ йймчдыющей снетемы,
Однако' при слишком больщйй 'Длнйе отирали Ъ ее.йоиае уЯуДщ&ЮТся условия
передачи энергии.ст влектронов волне; электроны терьют свою старость, попада-
ют в ускоряющую фазу'подя и рост амплитуды волны замедляется. В реальных
ЛБВ С»0.02	N выбирается равным-10—30. а величина Хй»4 -з-10 дб. При

этих условиях коэффициент усиления достигает, винченья 30—(0 <56.	• *

Выходная мощность. ц Как и для усилительных клистроне*, величина вы-
ходной мощности служит важным параметром в случае использования ЛБВ
в качестве ©конечных усилителей мощности.

Величину РЯЫ1 можно Определить как мощность, развиваемую волной на
выходе лампы на сопротивлении Яс:	*

С:

• I /’вых —„а •	(3-24)

Можно также записать для величины выходной мощности более простое вы-
ражение [Л. в]

Рвых“2С1/р41	(3-25)

Отсюда следует, что получение высоких выходных мощностей требует преж-
де всего мощного электронного потока, обладающего большим запасом кинетиче-
ской энергии.

Мощные выходные ЛБВ способны обеспечить на выходе мощность порядка
10 кет в непрерывном и более 10 Мат в импульсном" режиме.

Электронный коэффициент полезного действия. Теоретическое значение
максимального электронного к.п.Д. легко получить из выражения (3-25)

1Ьл =	= 2С.	(3-26)

Обращаясь к выражению (3-16), легко заключить, что дЛя повышения t}»»
требуется увеличивать £?с, повышать величину тока и по возможности умень-
шать Vo- В реальных ЛБВ ц»,, обычно невелик: единицы процентов для iiaittt
миллиметрового диапазона и 20—35% для ЛБВ, работающих в сантиметровом
и дЫшЬютровом диапазонах волн.	'

Электронный к. п. д. может быть увеличеи за счет режима рекуперации, для
чего на коллектор подается напряжение ниже напряжения Vo, Прн этом часть
мощности источника питания, затраченной на ускорение злёктронов, возвращает-
ся электронами при их торможении полем коллектора.	. л.,

'Полоса рабочих частот. Усилители на ЛЬВ выгодно отличаются оТ клист- ,
ронных усилителей возможностью усиления сигналов в широкой полосе - частот,,,'
Это достоинство — результат использования в лампах бегущей волцы лере^ОНа^с-
нрх колебательных систем, обладающих достаточно слабой дисперсией.

Типичная амплитудно-частотная характеристика ЛБВ показана на рис. 3$.

Полоса рабочн/ Частот (<йиакс—юкии), «ак и для любого усилителя, оцени-
вается для ЛЕВ по допустимому (обычно 3 •дб) спаду коэффициента усиления пря
изменении частоты сигнала относительно средней, расчетной частоты. Сййральные
замедляющие снстемы. ястюльзуемьге в ЛБВ, характеризуются, как правило, очень
слабой, дисперсий!, так что нарушение условия синхронизма за счет изменения
фазовой скорости волны при изменении частоты практически слабо -влйяет на
процесс усиления.	а

Снижение коэффициента усиления на частотах ниже рабочей, обусловлено,
в частности, увеличением длины волны 7,» в замедляющей системе и умеиыпени-
ем вследствие этого параметра N (3-19).	>	, 

С увеличением .частоты сигнала высокочастотное поле Как бы Прижимается
к виткам спирали, амплитуда его вблизи оси падает и взаимодейскае электронов
с волной Становится менее Эффективным.	А" •

На. величину полосы рабьих частот влияют, Кроме того, й условна согаасо-;
вавпя замедляющей «нс'гемы со входом и выходом лампы. Согласующие устрой-
ства обладают собственным" частотным диапазоном, ширина которого относитедаг
но невелика. Это обстоятельство не только ограничивает ©бщуЬ полосу рабочих
частот, но и приводит Зачастую к немонотонности частотной характеристики
в пределах рабочего диапазона. Допустимые отклонения коэффициента усиления
от среднего, номинального значения в пределах полосы рабочих частот не долж-
ны превышать 3 дб.

Все же реальные усилители на ЛЕВ обладают весьма широкой полосой ра-
бочих частот,- 60% от ©в и более.

Внутренние шумы. Уровень собственных шумов имеет особо важное зна-
чение для маломощных входных ЛЕВ, используемых для усиления слабых сиг-
налов, поступающих на вход радиоприемного устройства. Источниками сббствен-

Рис. 3-8. Амплитудная харак-
теристика ЛБВ.

Рнс. 3-7. Амплитудно-частотная
характеристика ЛБВ.

Рис. 3-9. Характеристика
взаимодействия ЛБВ.

иых шумов в ЛБВ, как и в других электронных приборах, являются: дробовой
эффект, изменения электронного тока за счет попадания электронов на замедляю-
щую систему и т. п.

Однако уровень собственных шумов ЛБВ, как правило, невелик. JB сантимет-
ровом диапазоне воля ЛБВ обладают коэффициентом шума не выше 4—6 дб, что
позволяет при их использовании в качестве вход-
ных усилителей существенно повысить чувстви-
тельность радиоприемного устройства.

Амплитудная характеристика ЛБВ показана
на ркс. 3-8. При малых уровнях входного сигна-
ла коэффициент усиления имеет наибольшую ве-
личину и в диапазоне Рва—Рва, называемом ди-
намическим диапазоном, остается практически
неизменным. В этой области работают обычно
входные усилители на ЛБВ.

Величина динамического диапазона В ЛБВ
(10 lgPSxi/PKxi) достигает 80—90 дб.

С увеличением входной мощности коэффи-
циент усиления монотонно уменьшается, и при

очень больших РЯв. усилитель практически превращается в ослабитель, так как
взаимодействие волны с электронным потоком ухудшается. Волна, двигаясь
вдоль замедляющей системы, содержащей поглотитель, уменьшается по ампли-
туде. Это свойство лампы имеет существенное практическое значение, если ЛБВ
используется в качестве входного усилителя чувствительного радиолокационного
приемника. Усилитель на ЛБВ защищает преобразователь на полупроводниковом
диоде в приемнике от нежелательных воздействий мощных сигналов.

Режим максимальной выходной мощности и наибольшего н.п д, использует-
ся’ обычно в мощных выходных усилителях на ЛБВ

Характеристика взаимодействия представлена на рис. 3-9. Как видео из
этой кривой, выходная мощность достигает максимальной величины при некото-
ром оптимальном напряжении на замедляющей системе, при котором соотноше-
ние скорости влектронов и фазовой скорости волны соответствует иайлучшим
условиям передачи энергии от электронов волне. Относительно пологий характер
кривой	в районе максимума свидетельствует о невысокой чувстви-

тельности ЛБВ к изменениям напряжения Ко. нестабильность которого допусти- •
ма в пределах ±1 %.	'
S-& ГЕНЕРАТОР НА ЛАМПЕ ОБРАТНОЙ ВОЛНЫ (ЛОВ)

Устройство генератора на лампе обратной волны Показано на
рис. 3-10, а. Электронный луч формируется электронной пушкой,
назначение и конструкция которой такие же, как и в лампе бегу-
щей волны. Предварительно сфокусированный электронный поток
проходит затем замедляющую систему типа встречных штырей или
двухзаходной спирали (рис. 3-10, б) и попадает на коллектор. На
управляющий электрод подается небольшое отрицательное отно-
сительно катода напряжение, а на первый анод— положительное.
Более высокие положительные напряжения подаются на коллектор
и на второй анод, соединенный внутри лампы с замедляющей си-
стемой.

Фокусирование электронов в процессе их движения в замед-
ляющей системе осуществляется, как и в ЛБВ. магнитным или

Рис. 3-10. Устройство Генератора на ЛОВ (о); замедляющая система в ви-
де двухзаходной спирали (б).

1 — баллов; 1 — катод: S — электронная пушка; 4 — двухэаходная спираль; Й —кол-
лектор; 6 — поглотитель; 7 — вывод энергии; в — магнитная система.

электрическим полем. В схеме, показанной на рис. 3-10, для этой
цели служит продольное магнитное поле, образуемое длинным
соленоидом.

В отличие от усилителя на ЛБВ арматура генератора на ЛОВ
снабжена' лишь устройством вывода высокочастотной энергии, ко-
торый расположен вблизи электронной пушки.

Поглощающее устройство располагается вблизи коллектора.
Необходимости такого размещения поглотителя мы обсудим ниже.

Принцип действия. В результате флуктуаций электронного по-
тока -в замедляющей системе могут быть наведены слабые колеба-
ния. Возникнет электромагнитная волна, которая может быть
представлена суммой пространственных гармоник (см. § 1-3).
Фазовая скорость одной из этих гармоник может удовлетворять
условию синхронизма;	В лампе обратной волны это усло-

вие выполняется, как правило, для первой обратной гармоники,
что обеспечивается выбором структуры замедляющей системы и ее
параметров, а также необходимым электронным режимом. Так,
например, при противофазном возбуждении двух спиральных про-
водников (рис. 3-10,6) нулевая гармоника в такой замедляющей
системе отсутствует и основной является первая обратная гармони-
ка, имеющая наибольшую /амплитуду. Естественно, что взаимодей-
ствие электронного потока возникает прежде всего с полем именно


Рис. 3-11. Зависимость амплитуды
суммарной волны и переменной
составляющей электронного тока
от координаты е в ЛОВ.

эф&й гармоциюк ДйаМетр. щаг и други^иарам^тры <^Ь1рали Б«би^
рЙотся также из условия Необходимого замедления волны й. «аибо-
лёс эффективного взаимодействия электронов с полем рабочей
гармоник?.	’	•

Взаимодействуя с полем обратной гармоники, электроны нач-
нут группироваться в сгустки и отдавать свою энергию полю вол-
ны. Амплитуда волны будет нара-
стать, эффект группирования элект:
ронов' и передача энергии волне
увеличатся еще более и т. д.

В результате, как и в любом ав-
тогенераторе, при условии выполнен
вдя баланса фаз и мощности уста-
новятся колебания стационарной1
амплитуды.

Таким образом, рассмотрение
принципа работы автогенератора
на ЛОВ сводится к доказательству
возможности выполнения необходи-
мых условий фазового и амплитуд-
ного баланса.

Физические процессы взаимодействия электронов с волной:
модуляции скорости, процесс группирования, передача кинетиче-,
скои энергии полю и др. в лампе обратной волны протекают так
Же, как и в ЛБВ. Отличие заключается лишь в том, что в ЛОВ
электронный поток взаимодействует с обратной пространствен-
ной гармоникой. Поэтому векторы скорости электронов и фазовой’
скорости обратной гармоники, взаимодействующей с электронами,,
противоположны по направлению вектору групповой скорости
волны (рисг 3-10, п). Это отличие, кажущееся' на первый взгляд,
незначительным, имеет принципиальное значение. Использование',
электронного потока, движущегося" навстречу потоку электромаг-’
ниткой энергии, и обеспечивает ту положительную обратную связь^
без которой невозможна работа автогенератора., Условным входом
генератора на ЛОВ можно считать коллекторный конец ее замед/
ляющей системы, ибо электромагнитная энергия переносится вол-
ной, От коллектора к выходу, расположенному у электронной, пуш-.
ки. Электронный поток, движущийся от выхода ко входу, служит*,
таким образом, не только носителем энёргир, но и представляет1
Собой своеобразную цепь обратной связи. :'Нр рис. 3-11 показаны
крйвыу .изменения переменной составляющей электронного тока1
и амплйтуды продольной составляющей/поля электромагнитной'
волны вдоль замедляющей системы. В Идеальной части замедли^
ющей системы протекает процесс формирования электронных crys
стков. Полем волны, воздействующей иа электронный поток чере^
обратную гармонику, ускоряется и замедляется примерно'едина-’
ковое число электронов; энергетической обмен близок к нулю, ам-
плитуда поля волны почти не меняется^ а рост кривой (*)
свидетельствует об интенсивной модуляции электронного потока]
по плотности. В дальнейшем-сформировавшиеся сгустки, переме-
щаясь* в тормозящем поле обратной гармойики, передают свою
энергию вблне. -Кривая J&) приближается по своей форме
к косинусоиде в отличие от подобной кривой для ЛБВ (см. рис. 3-6),
имеющей экспоненциально нарастающий Характер. АмплитуДа -
поля бгм, равная нулю при г—1, быстро увеличивается по мере
движевия волны к выходу. Таким образом, электроны в своем дви-
жении навстречу волне переносят часть энергии с выхода на вход
системы.

Баланс фаз. Для обеспечения самовозбуждения сумма фазо-
вых углов при обходе По контуру автогенератора должна быть
равна целому числу 2л. Условие фазового баланса для автогенера-
тора на ЛОВ можно записать в виде

---—-л = м,	(3-27)
v0

где п=Д 1, 2, 3... Первое слагаемое характеризует изменение фа-
зы волны при ее движении вдоль замедляющей системы длиной I,
а второе слагаемое—набег фазЫ за время Движения электронов
на том Же пути. Знак минус связан с различными направлениями
движения волны и электронов. Угол я характеризует смещение
электронного сгустка относительно волны при их совместном дви-
жении.

Запишем выражение (3-27) в несколько ином виде

~------— =я(2п-}-1).	(3-26)'

рф<—1)	«о

Отсюда видно, что условия фазового баланса могут выполнять-
ся при различных углах пролета электронных сгустков в поле вол-
ны. Так» при п=0 электронный сгусток смещается относительно
волны на угол я. Иначе говоря, сгусток электронов, будучи сфор-
мирован в начале тормозящего полупериода, в течение ‘всего вр.е- -
меня движения находится в тормозящем поле волны. Выполнение
этого условия соответствует основному виду колебаний. Крлеба-
ния, возникающие при п=1, называют колебаниями первого по-
рядка й т. Д.

Из £3-28), в частности, видно, что Для самовозбуждения В ге-
нераторе основного .рида колебаний требуется наименьшее значе-
ние скорости с0 и, следовательно, наименьшая величина ускоряю-
щего напряжения 14. Ниже будет показано, что колебаний, основ-
ного вида возникают также и при наименьшем значении тока
в лампе, а при переходе от одного вида колебаний к другому из-
меняется длина волны.

Выражение (3-28) полезно записать и в иной форме,- которая
может быть получена при подстановке известного соотношения
<о=2лс/К:

I 1	_(2а+1)Х

»в	^Ф(—1)	2с1

(3-29)
Для основного вида колебаний, при п~0, получим:

Рис. 3-12. Зависи-
мость коэффициента
усиления от величины
тока Jo-

Отсюда следует, что и в лампе обратной волны фазовая ско-
рость обратной гармоники должна быть несколько меньше скоро-
сти электронов.

Баланс мощностей. Условие самовозбуждения генератора на
ЛОВ, как и любого другого автогенератора, не ограничивается
требованиями выполнения фазового баланса.
Энергия колебаний, развиваемых в генерато-
ре, .должна быть достаточной для поддержа-
ния возникшего процесса. Для лампы обрат-
ной волны это означает, что энергия, получае-
мая волной в результате взаимодействия с
электронным потоком, должна быть по край-
ней мере такой, чтобы с учетом затухания в
замедляющей системе и других потерь ее ве-
личина была бы достаточной для поддержа-
ния необходимого процесса формирования
электронного потока.

При рассмотрении условий взаимодействия
волны с электронным потоком в ЛБВ (см.
§ 3-3, 3-4) мы убедились, что величина мощно-
сти электромагнитных колебаний пропорцио-
усиления С, определяемого соотношением

нальна параметру
(3-16):

Отсюда можно

получить:

, 4^са

(3-31)

Или, умножая числитель и знаменатель на №, запишем:
«/.W	(3-32)

° /?с№

Расчет генератора на ЛОВ показывает [Л. 14], что в режиме
самовозбуждения ток /о должен превышать некоторую величину,
называемую, как и для клистронного генератора (см. § 2-11),
пусковым током. Величина пускового тока должна быть разной для
возбуждения колебаний различных порядков, так как с увеличени-
ем п требуются, как это видно из (3-29), различные величины 1/©.
Для колебаний основного порядка (п=0) пусковой ток равен
[Л. 14]:

Г _ _0-124 Uo

М R.c^9 '

. (3-33)
Для возбуждения колебаний первого порядка величина /щ дол-
жна быть в несколько раз больше /по- Обычно генераторы на лам-
пе обратной волны рассчитываются на возбуждение колебаний
основного порядка. Для предотвращения самовозбуждения коле-
баний высших порядков выбирается соответствующим образом
длина замедляющей Системы /=Л/1В. Величина I должна быть
такой, чтобы /п1>/0> (24-5) /по- Выполнение этого условия гаран-
тирует устойчивую генерацию колебаний основного порядка и от-
сутствие колебаний более высоких порядков. -

Режим регенеративного усиления. Лампа обратной волны мо-
жет быть использована также в режиме усиления сигнала. Уси-
литель на лампе обратной волны отличается по своему устройству
от генератора лишь вводом для сигнала, подлежащего усилению,
который располагают у коллекторного конца замедляющей систе-
мы. Прйнцип действия такого регенеративного усилителя не отли-
чается от принципа действия генератора, но электронный режим
должен быть таким, чтобы исключить возможность самовозбужде-
ния. Иначе говоря, ток /« должен быть меньше величины, опреде-
ляемой соотношением (3-33). Коэффициент усиления теоретиче-
ски может быть очень большим. Его зависимость от величины то-
ка /о показана на рис. 3-12. При условии /с5=/п усилитель превра-

щается в автогенератор.

Электронная перестройка частоты. Одно из наиболее ценных
свойств генератора на лампе обратной волны—это возможность

перестройки частоты генерации за счет изменения электрического
режима работы лампы Перепишем еще фаз уравнение (3-29) фа-
зового баланса решив его относительно А, Подставив выражение
для «0= 1/ 2 — Un и численные значения постоянных:
г т

21 ( с _ 505\
2л+1	1?о Л

Из этого выражения хорошо видно, что с изменением ускоряю-
щего напряжения и, следовательно, скорости электронов г»о меня-
ется длина волны генерируемых колебаний. В самом деле, напри-
мер, при увеличении Uo возрастает скорость электронов Vq. Для
выполнения условия синхронизма	фазовая скорость об-

ратной волны также .должна увеличиться. Поскольку замедляю-
щая система обладает дисперсией: Оф—f (©), меняется и частота
генерируемых колебаний. Как было показано в § 1-3, для всех об-
ратных гармоник дисперсия аномальна: dv^fd<a>0. Поэтому с уве-
личением ускоряющего напряжения Uo частота генерируемых ко-
лебаний растет.

Степень изменения длины волны генерируемых колебаний при
изменении напряжения Uo оценивается крутизной кривой Х=
=f(l/o), для которой может быть получено [Д. 14] достаточно про-
стое выражение

й.	1	„г".

dUB 2UV H+velvrp)	'	'
Отсюда видво.' что у с: уменьшением х крутизна'электронной
настройки 0вл1 снижается.

3-6. ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ ГЕНЕРАТОРА
НА ЛАМПЕ ОБРАТНОЙ ВОЛНЫ

Диапазон рабочих частот. Параметры замедляющей системы и электри-
ческий режим лампы обратной волны рассчитываются на рабочую частоту ы»
(или длину волны ко) генерируемых колебаний, с учетом необходимости элек-
тронной перестройки в некотором диапазоне частот.

Величина диапазона электронной перестройки частоты оценивается обычно
ковффицшкгем перекрытия диапазона-.

6

Монин	Уайоле

Рис. 3-13. Зависимость выходной
Мощности, частоты генерации и
крутизны электронной перестрой-
ки от напряжения Vo

Значения коэффициента Й различны
для разных рабочих частот. Так, например,
в дециметровом в сантиметровом диапазо-
нах волн бя»2-^2,5, а в миллиметровом
диапазоне волн величина коэффициента
перекрытия значительно меньше о» 1,05-Ь
-э-1,1. Перекрытие рабочего диапазона час-'
тот достигается изменением ускоряющего
напряжения в значительных пределах. На-
пример, для перестройки рабочей частоты
ЛОВ 10-сантиыётрового диалазонаот 2400>
до 4800 Мгц требуется изменение напря-
жения Uo От 150 до 1500 в.	У

Величины граничных частот шмвжс и(
«Иная рабочего диапазона определяются
возможными пределами изменения Uo и Io,
а также допустимыми значениями мощно-
сти генерируемых колебаний.

Выходная мощность геиератора на

ЛОВ может быть оценена с помощью простой формулы .[Л. 14]

(3-37)

Здесь — электрическая длина замедляющей системы. Ток I должен1
превышать значение пускового тока 1м в 6—б раз.	,

Лампы обратной войны, тапа О, обычно используются для генерирования не-
больших мощностей от миливатт до нескольких ватт.

Электронный коэффициент полезного действии ЛОВ типа О не превышает
нескольких процентов. Режим наибольшего к.п.д. достигается при выполнении
условия 1^о^-6 /ор теоретическая величина электронного к. п. д. определяется,
простым соотношением [Л. 6]. '

Т)9Л=О,84С,	’ ’	(3-38)

где С —параметр усиления (3-16).

Характеристики ЛОВ типа О. Основные дамктерастнки лампы обратной,
волны (рис 3-18) отображают зависимости «о, н,ыг я овП от напряжения По,
Вследствие отражений от поглотителя и ряад других причин кривая РВы*«“

—](По) в рабочем диапазоне весьма немонотонна. Пунктиром на рис. 3-13 пока-
зана усредненная зависимость Рвых=Н^о)- Диапазон рабочих частот может
быть оценен по допустимым пределам изменения выходной мощности. На
рис. 3-13 показаны значения й)ц*«« и ©мжм, соответствующие значениям 1/<шакв
и Voxob, при которых выходная мощность уметывается вдвое по сравнению с ее
максимальной величиной.
з-7.ч>совенн0сгМ кошптм&йм лЬв й лов типа о

Конструкция Одной из ламп бегущей волны 10-сантиметровоГО диапазона .'по-
казана на рис. 3-14. В стеклянном баллойе, в виде длинней труфги иебольпюгсУ
диаметра, размешаются электронная пушка, замедляющая система и коллектор/
Длина стеклянного баллона ЛБВ Сантиметрового и Дециметрового диапазонов,
может достигать нескольких десятков сантиметров; диаметр баллона в зависимо-
сти от типа лампы равен примерно
6—15 мя. Уширенная часть баллона
снабжается цоколем1 с выводами от
электродов лампы.

Электронная пушка. Система
электродов, образующих электрон-
ную пушку, состоит обычно из подо-
гревцого катода, фокусирующего
электрода, одного или двух анодов.
Конструкция электронной пушки рас-
считана на формирование электрон-
ного пучка цилиндрической формы
малого диаметра либо ленточкой
формы малой толщины. Цилиндри-
ческие пучки используются в лампах
со спиральными замедляющими си-
стемами, а ленточные пучки—в слу-
чаях применения гребенчатой систе-
мы или же системы типа встречных
штырей. С 'помощью электрических
полей, образуемых электродами пуш-
ки, электронк получают необходи-
мую скорость при вхождении в за-
медляющую систему, -а также фор-
мируются в электронный пучок, ПЛОТ-
НОСТЬ тока в котором значительно
выше плотности потока электронов
с катода.

Замедляющая система. В ЛБВ
и ЛОВ тапа О применяются различ-
ные замедляющие системы. В усили-
тельных лампах бегущей волны, как
правило, используются замедляющие
системы спирального типа. На ряс.
3-14 хорошо видно увеличение шага
спирали у ее концов, что обеспечи-
вает необходимое согласование за-
гным и вы-
замедляю-

щие системы в виде двухзаходной
спирали (см. рис. 3-10,6) или в виде
встречных штырей. Согласование
таких систем с устройством вывода
энергии схематически показано на
рис. 3-15.

В лампах обратной волны дециметрового и метрового диапазонов волн за-
медляющие системы представляют собой длинную линию задержки, выполненную
в виде цепочки сосредоточенных индуктивностей и емкостей.

Фокусирующая система. Для фокусирования электронного пучка -®? процессе
его движения вдоль замедляющей системы чаще всего используются -магнитные
поля, образуемые либо с помощью длинного соленоида, либо рядом последова-'
тельно расположенных коротких катушек или постоянных магнитов. Одна из'
возможных конструкций магнитной фокусирующей системы, состоящая из ряда-
постоянных магнитов, показана на рис. 3-16.

медляющей системы с ₽хо.
ходным устройствами.

В ЛОВ используются
Магнитная фокусирующая система вместе с устройствами ввода и вывода
электромагнитной энергии образует так называемую арматуру ламп бегущей
и обратной волн. В ряде конструкций, как, например, на рис. 3'17. а, допускается
смена самих ламп в арматуре. В этом случае арматура содержит юстировочные
приспособления — специальные устройства перемещения концов лампы в двух
взаимно перпендикулярных направлениях с целью точного совмещения оси самой
лампы с осью фокусирующей системы. Точное совмещение этих осей обеспечивает

Рис. 3-16. Секционированная магнит-
ная фокусирующая система.

Рис, 3-15. Устройство согласова-
ния замедляющей системы с вы-
ходной линией.

Рис. 3-17. Внешний вид усилителей на ЛБВ,

в — арматура, допускающая смеву лвмщ б — пакетированная конструкция.

Рис. 3-18. Устройство цэфатрона.

необходимое пространственнее положение электронного пучка относительно за-;
медляющей системы. Жесткие требования к фокусированию электронного пучки
обеспечиваются использованием весьма сильных магнитных полей. Фокусирующие
соленоиды по этой причине получаются многослойными, а вся система весьма
тяжелой и громоздкой.

Наряду с конструкциями арматурм, допускающей смену ламп (рис. 3-17, а);
получили распространение и так называемые «пакетированные» конструкции;
в которых смена лампы невозможна. Пакетированная конструкция представляв*
собой единое устройство—усилитель или генератор, снабженное выводом я вво)
дом энергии (рис. 3-17,6).
В последнее время для ламп бегущей и обратной волны разрабатываются
электростатические системы фокусирования луча. Примером лампы с центробеж-
но-электростатической фокусировкой (ЦЭФ) может служить цэфатрон
(рис. 1-38) — лампа бегущей волны, в которой электроны движутся внутри за-
медляющей системы по спиральной траектории. Такое движение достигается за
счет ввода электронов в замедляющую систему под некоторым углом к последую-
щего ня движения в поле цилиндрического конденсатора, образуемого самой спи-
ралью и металлической струной, расположенной по ОСИ сдирали.

Глава четвертая

ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ РАБОТЫ
ЭЛЕКТРОННЫХ ПРИБОРОВ ТИПА М

4-1. ДВИЖЕНИЕ ЭЛЕКТРбНОВ В СКРЕЩЕННЫХ ОДНОРОДНЫХ
ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ И МАГНИТНОМ ПОЛЯХ

Стационарные поля в приборах типа М. В § 1-2 уже отмечалось, что при-

борами типа М называют электронные СВЧ приборы, в которых движение элек-
тронов происходит в скрещенных электрическом и магнитном полях. Иначе гово-

ря, векторы напряженностей электрического
и магнитного полей в таких приборах вза-
имно перпендикулярны. В случае плоской
конструкции электродов (рис. 4-1, а) вектор
S напряженности электрического поля нор-
мален к поверхностям электродов, а вектор
£> индукции магнитного поля лежит в плос-
кости, параллельной плоскостям электродов
и перпендикулярен вектору $.

В приборах с электродами цилиндриче-
ской конструкции (рис. 4-1,6) вектор <g
направлен по радиусу к оси, а вектор В
параллелен оси.

В таких скрещенных полях электроны
подвергаются воздействию сил электриче-
ского и магнитного полей и движутся по

Рис. 4-1. Электрическое и магнит-
ное поля в приборах с плоской
(а) и цилиндрической (б) кон-
струкцией электродов.

сложным траекториям.

Сила, действующая на электрон в скрещенных полях, слагается в общем слу-
чае из силы действия электрического поля и силы магнитного поля

Го-Г. + Г..	«>

где
/>=—«?;	(4-2)

Fe=eIvB],	(4-3)

Вектор силы FK нормален к плоскости» в	которой расположены векторы —

сомножители v к В. Направление вектора Fn силы Лоренца легко найти, поль-
зуясь правилом правой руки.	1

Для прямоугольной системы координат силу FK можно записать в виде

FM=J vK Vy сг .	(4-4)

I вх В„ Bz I

Раскрывая детерминант и учитывая, что F=ma, получим выражения для
составляющих силы FM по осям координат:
d»x

F^~m — е (vv ~	(4S)
Buy— Ф f	(4'6)

d*z

Fm “ ® 7^7 = f <”* F* ~ Vy Bxi'	<4'7)

№» составляющих суммарной силы Fo можно записать:
d*x

(М>

fo-"^-'(-',+".W.B	(«>

Рис. 4-2. Движение электрона во
взаимно вйрпендикулярных одно-
родных метрическом и магнит-
ном полях.

Случай Плоских электродов. Рассмот-
рим частный случай движения электрона в
суммарном поле, когда векторы <S и В
взаимно перпендикулярны н электрическое
поле образовало двумя плоскими парал-
лельными электродами k и р (рис. 4-2), раз-
ность потенциалов которых Ua"6d, где
d —расстояние между электродами.

Пренебрежем краевым эффектом и бу-
дем считать поля однородными^

Для этого случая бх>=0; Вж—О, £»=
=0, В; <§с=—<S; Вг=0.

Электрон находится в начале коорди-
нат (x^y—z^O), его начальная скорость
Оо=0 и уравнения (4-8)—(4-10) принима-
ют вад:

^=«-^=0;	(441)

	л™=т-^г	(4-12)
	_	<Pz	(4-13)
Движение электрона будет происходить в плоскости yoz - Перепишем уравнения (4-12) и (4-13) в вале		
	ййу _ eS	еВ dz .  di*	т	т dt	(4-14)
	dtz еВ dy di* ~~ т dt	(4-15)
обозначим:	еВ	(4-16)
и	eg  *—"в. m	(447)
Тб^да- (4-14> и; (М5) модак» жфеяяеать саелухжйм 66pta тРу	(Й  "да=	(4*18)
4®z	dy  да	di 	(4-ifi)
Проинтегрируем уравнение (4 19)	
	
л"“«г-	(4-20)

Постоянная интегрирования с=0, так как при <=0 х*=г=О, dg!dt=Q
я-dzjdt^O; подставляя (4-20) в (4-18), получим:

^г=°-‘4«''	«'«У

Решение этого уравнения дает

» = “V С1 “ cos юд *>•	(4-22)

Шц

Подставляя (4-22) в (4-20) и интегрируя его, будем иметь:

а
г —— (йд t — sin <од f).	(4-23)

 • <

Полученные выражения являются параметрическими уравнениями циклои-
ды—траектории точка окружности, катящейся по оси г. Составляющие скорости
движения электрона можно определить, продифференцировав по времени (4-22)
и (4-23):	•

Vy =	sin йд t;	(4-24)

*	₽г ~ ~(й	—005 О»	(4-25)

Отсюда видно, что движение электрона слагается из равномерного поступав
тельного движения вдоль оси г.с постоянной скоростью, равной afeii’Eilfy
и кругового движения с частотой Од, называемой циклотронной чистотой. , ,.-:1

Наибольшее отклонение электрона вдоль оси ц соответствует' значений
cos©4(<=—1,	<йд(=л. При этом согласно(4-22), (4-16) н (4-17)

2e 2&т

м'28)

Отсюда легко определить радиус катящейся окружности.

<«-»>

Траектория мектрола пересечет ось г через время, равное полному обороту
окружности, образующей циклоиду; ©а1=2л. Определяя отсюда время (=2л/соч
и подставляя его в (4-23). получим;

2ло 2лёт _	*

=! Д- = т = ^Яйвякс-	(4-28)

< elf

Когда электрон входит в рассмотренное выше суммарное поле с начальной
скоростью «о под некоторым утлом а к оси z (рис. 4-3), уравнения (4-18) в (4-18)
6-99	‘	®1,
имеют такой же вид, но. так как при I—0 dzjdt^va, и dyjdts&v9v, то-интегриро-
вание их приводит к иному результату;

(с — Шц О0гХ1 — СОЗ П>а t)	vw

У  --------*--------—-—----— 4- —Sin оц t;	(4-29>

«Л,	*°д

йг/ ..	Van	a^-iiinVaz .

г = — 4- (1 — cos й„ f) —-  --------— sin о_ t.

<0ц	<0д и2

(4-30>

Эти выражения являются Параметрическими уравнениями трохоиды. Полу-

Рис. 4-3. Общий случай движения
электрона во взаимно перпендику-
лярных однородных электрическом
и магнитном полях (<gJ_S; Оц^О).

чеявые ранее параметрические урав-
нения циклоиды (4-22) и (4-23) явля-
ются частным случаем (4-29) и
(4-30), когда Оо—О.

Трохоидальное движение совер-
шает точка на спице колеса, катяще-
гося вдоль оси, причем радиус про-
изводящей окружности, точка кото-
рой описывает трохоиду, в общем
случае не равен радиусу катящейся
окружности. Эти радиусы равны
лишь для циклоидального движения
(»о=О).

Составляющие скорости электро-
на при трохоидальном движении
можно определить, продифференциро-
вав по времени (4-29) и (4-30):

 - Isina^t;	(4-31>

а ,	,	(а—«пО02\

пг =------4-i>e<,8in<o„* I----^-^JcOSWjj

«Ц	\	«>Ц	/

(4-32>

Отсюда видно, что движение вдоль оси z слагается из поступательного дви-
жения со скоростью п/а>в1 не зависящей от начальной скорости, и вращательного
движения с циклотронной частотой соа, определяемой индукцией магнитного по-
ля В. При vou—Vai=O эти уравнения обращаются в (4-24) и (4-25).

Радиус производящей окружности можно определить, выделив из уравнений .
(4-29) н (4-30) члены, определяющие периодическое движение;

у' ^2И. sin &t _	f.	(4-33>

z' ==---— cos <йц t— -——p1?2 sin <ац t.	(4-34>

®Д	0>ц

Отсюда видно, что радиус производятся окружности

R.-Kto'H+W-p/' +	(М5>

-пропорционален квадрату начальной скорости электрона, т. е его начальной
энергии.

Для циклоидального движения (»о1>=т,ог“0)

а т&	' ,, „.

₽П==Д1 = —
По трохоидальной траектории электрон может двигаться и тогда, когда энер-
гия электрона, обладающего нулевой начальной скоростью, изменится в процессе
его движения. При этом циклоида превратится в трохоиду. Если электрон при
движении теряет энергию, то радиус производящей окружности уменьшается
и электрон движется по укороченной циклоиде (рис, 4-4, а). При увеличении энер-
гии электрона в процессе движения его траектория представляет собой удлинен-
ную циклоиду (рис. 4-4,6).

Рис. 4-4. Траектории движения элек-
трона по укороченной (с) и удлинен-
ной (б) циклоидам.

Рис. 4-5. Эпициклоидальная траекто-
рия движения электрона.

Рис. 4-6. Парабола
критического режима.

Задача о движении электронов в скрещенных полях в приборах с цилиндри-
ческими электродами может быть решена аналогично только что рассмотренной
задаче. Уравнения для составляющих суммарной силы удобно при этом записать
применительно к системе цилиндрических координат. Не
повторяя еще раз всего рассмотрения, отметим лишь,
что в системе с электродами цилиндрической конструк-
ции" движение электронов при оо^=0 будет происходить
по эпнциклоидальной траектории (рис. 4-5).

Критический режим. Как следует кз выражений
(4-26) и (4-27), радиус Ли катящейся окружности и воз-
вышение j/макс электрона над катодом (см. рис. 4-2)
увеличиваются с ростом 6 и обратно пропорциональны
величине В". Следовательно если B==eonst и d—const,
то с увеличением Па должна возрастать и величина
{/«аио: наивысшая точка траектории электрона будет
приближаться к электроду а. При некотором значении
v« величина унякв будет равна d —расстоянию между
электродами. Электрон коснется электрода а. Эта вели-
чина Uя называется критическим потенциалом: UB~
=

Из (4-26) легко получить выражение для критиче-
ского потенциала

еЁ*
€/«-K₽==’^da- <<37)
zm

Для цилиндрических электродов это выражение имеет вид:

Зависимость UD.Kp=f(B') называется параболой критического режима
(рис. 4-6).
ъВрь Vi>	электроны зд pqfeeM: витке «ИйижвйОДдуг ЯОсЙйЫ, заек-*

фадс Такой рЩкйм вазыввютдонрйтареским и наоборот: при €/«<(/..«₽ ре-(
ЖИМ'называют Зйкдмгичвскил.

Ряс. 4-7. Траектории движения электрона в плоском (о) и цилиндри-
ческом (б) диодах, помещенных в магнитное поле, при различных
значениях 17».

Траектории электронов дяя всех трех режимов в системах плоских и цилинд-
рических электродов показаны на ряс. 4-7.

4-2. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭЛЕКТРОНОВ С НЕОДНОРОДНЫМ
ЭЛЕКТРИЧЕСКИМ ПОЛЕМ

•Предположим, что система плоских электродов, рассмотренных в предыду-
щем параграфе, представляет собой некоторую замедляющую систему, в которой
существует бегущая электромагнитная волна. Постоянное электрическое поле
создается за счет разности потенциалов Va—Vr, а вектор магнитной индукции
перпендикулярен плооюсти чертежа.

Картину переменного электрического поля в такой системе можно предста-
вить с помощью силовых линий (рис. 4-8). Допустим, что между, Электродами
Системы, от ее начала к концу движется поток электронов. Рассмотрим взаимо-
действие электронов с неоднородным &.(ектрич«жнм полем, для чего мысленно
отметим три электрона, находящиеся в различных точках поля (рве. 4-9). Разло-
жим векторы напряженности переменного электрического поля в этих точках на
доставляющие по осям у иг.

Влияние поперечное составляющей поля. В точке 1 составляющая Svi век-
тора ^напряженности перемеиного электрического поля совпадает по направлению-;
с вектором S постоянного Роля. Суммарное поле в этой точке равно:

^1 = ^1+^	(4-39)

Следовательно, поступательная, вдоль осн г, скорость электрона в этой точке-

В точке 2 вектор 6 »2=0 и. таким образом,
v^SIB.	(4-41)

В точке 3 векторы S и Ё„з противоположны во направлению. Скорость элек-
трона в этой точке вдоль оси z равна:

gc3
в



(4-42)
ТцкйИябррэом* р цЛчке /.Электрод за ечет действия поперечЯоЙ'-состаиДяю-'
щей электрического доля подувает -дополнительное ускорение-. в точке 2, в cifijy
£v2==0> скорость электрода .fee меняется;’» -точке 3-ускорение отрицательно: элек-
трон замедляет движение- вдоль осн. я; Если предположить, что начальная ско-
рость электронов Ш при их вхождении ® замедляющую систему равнялась фазо-
вой скорости волйы Оф, то «ри дальнейшем движений электронов е волной Суде*

Рис. 4-8. Картина переменного электрического поля в замедляющей (-сн-
стемё.

происходить их группирование в стустки. Электрон 2 будет догонять электрон 1,
а электрон 3— оба электрона- / и 21 .Центром сгустка будет служить электрон 2,
не изменивший своей скорости — невозмущенный электрон.

Если провести аналогичное.рассмотрение для электронов 4, 5 и 6, находя-
щихся в части поля с противоположной фазой, то нетрудно убедиться, что элек-
трон 4 будет отставать От электрона 5, а электрон 6 — постепенно опережать его.

Рис, 4-9. Взаимодействие электронов
с неоднородным электрическим полем
(влияние поперечной составляющей
поля).

Рис. 44 Q. взаимодействие электронов
с неоднородным электрическим, рд-
лем (влияние продольной составляю-
щей поля).	<

Электрод в точке ’5 будет служить центром области разрежения электронного
потока,

Таким образом, под влиянием поперечной составляющей вектора напряжен-
ности переменного электрического поля электроны, движущиеся в сдретенных
постоянных электрическом и. магнитном полях, группируются в сгустки.

Шнедю продольной составляющей поля. Рассмотрим влияние’«оставляю-,
щей Si на примере двух электронов, служащих центрами егустков яразрежения.
и находящихся, следовательно, в точках, соответствующих противоположным фа-
гам поля (рис. 4-Ю). В точке 2 вектор суммарной напряженности электри-
ческого поля отклоняется вдраво от вектора S постоянного электрического поля?
Вектор	поступательной скорости электронов направлен под углом'

«к
к оси z в сторону электроде с положительным потенциалом Таким образом,
электрон 2, а с ним и формирующийся в дальнейшем сгусток, будут по мере

с переменным полем в процессе их совместного движения пере-;

мещаться по направлению к положительно заряженному электроду.

В точке б вектор о$ поступательной скорости электронов отклонен от оси z
в противоположную сторону: к электроду с нулевым потенциалом. Следовательно,
электроны, попавшие при вхождении в замедляющую систему в эту фазу поля
и находящиеся впоследствии в области разрежения электронного потока, будут
постепенно уходить на нижний электрод.

В дальнейшем при рассмотрении электронных приборов типа М мы убедимся,

Рис. 4-11. Форма электронного пучка.

что электроны в сгустках, об-
разующихся вблизи точки 2,
являются рабочими электрона-
ми: они совершают полезную
работу. При движении к поло-
жительному электроду умень-
шается потенциальяая энергия
электронов в поле ё- Это из-
менение энергия вызвано взаи-
модействием электронов с пе-
ременным полем. Следователь-
но, потенциальная энергия
электронов передается полю
волны.

Электроны уе, попавшие

в область разрежения, — нерабочие электроны: они быстро удаляются из меж-
дуэлектродного пространства на нижний электрод.

Форма электронного пучка. Итах, под влиянием сил неоднородного электри-
ческого поля электроны в пучке меняют скорость движения-, появляются перемен-
ные составляющие скорости как в продольном направлении (по оси г), так
и в поперечном направлении (по оси у). В результате изменяется форма элек-
тронного пучка (рис. 4-11). Ленточный пучок электронов, сечение которого до
Взаимодействия с переменным полем очерчено пунктирными линиями, принимает
волнообразную форму В областях тормозящего поля (4?»:>0) электроны не
только группируются вокруг иевозмущенного электрона за счет изменения состав-
ляющей о, их скорости, но и смещаются в направлении к положительному элек-
троду. Это последнее смещение тем больше, чем ближе электроны к поверхности
замедляющей системы, т. е. чем'интенсивней неоднородное поле. Электронный
пучок деформируется: его границы в поперечном направлении расширяются.

Иная картина наблюдается в областях с ускоряющим полем (св<;0). Здесь
наряду с разгруппированием элецтронов по оси z происходит некоторое сужение
пучка и отклонение его в сторояу электрода с нулевым потенциалом.

Подробный анализ описанных явлений показывает [Л. 11], что получающая-
ся деформация пучка не сопровождается, как это было в приборах типа О, изме-
нением объемной плотности заряда, т е. модуляция по скорости не приводит
к модуляции по плотности. В силу расширения границ пучка в областях образо-
вания сгустков и сужения пучка в разреженных областях объемная плотность
зраяда остается постоянной в любой точке. Меняется лишь поверхносцтая плот-
ность заряда н его погонная плотность вдоль оси z. Однако при этом полный за-
ряд естественно изменяется с координатой z: увеличивается в области расшире-
ния пучка и уменьшается там, где пучок сужается. Это сопровождается измене-
нием поля пространственного заряда, которое вдоль координат у и z приобретает
волновой характер.

Следует отметить также, что в результате различных по величине и знаку
скоростей смещения электронов по осям у и г в разных частях поля возникают
переменные составляющие токов в направлениях у и г, но при этом, как уже бы-
ло сказано, объемная плотность заряда остается неизменной.

Возникновение поперечной составляющей поля пространственного заряда со-
провождается некоторым изменением продольных скоростей электронов в зависи-
мости от координаты у. Пучок как бы состоит из ряда слоев, скорости движения
электронов в которых вдоль оси г различны.
Это явление, как мы увидим далее, расширяет область эффективного иэпимо
действия электронов с волной. Условия необходимого горячего синхронизма вы-
полняются для более широкого спектра фазовых скоростей волны в, следователь-
но, в более широком диапазоне частот.

4-3. ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭЛЕКТРОНОВ
С ВОЛНОЙ

Задача об энергетическом взаимодействии электронного потока с волной
в приборах типа М несколько отличается от подобной задачи применительно
к приборам О-типа. Это отличие объясняется
различными механизмами обмена энергией
между электронами и волной. В приборах ти-
па О, как мы видели (§ 3-4), энергия волны
пополняется при определенных условиях за
счет кинетической энергии электронов, т. е. за
счет их торможения продольной (z-й) состав-
ляющей электрического поля.

Рис. 4-12. Зависимость ак-
тивной (в) и реактивной (б)
составляющих мощесстн

В приборах типа М электроны передают,
полю войны свою потенциальную энергию,
смещаясь в поперечном относительно их дви-
жения (у-м) направлении. В предыдущем па-
раграфе было показано, что в результате взаи-
модействия с волной электронный' пучок де-
формируется: расширяется по ори у в обла-
стях группирования электронов и при даль-
нейшем движении смещается в этом же на-
правлении к замедляющей системе. Оба эти
процесса (расширение 'пучка и смешение его
центра по оси у) вносят свой вклад в меха-
низм передачи потенциальной энергии полю.
В силу одновременного движения электронов
по двум’взаимно перпендикулярным направле-
ниям (по ОСЯМ у И z) Задача об энергетаче-

взаимодействия от величины
относительного угла пролета.

ском Взаимодействии становится двумерной.
Выражение (3-11), записанное для мощности
взаимодействия в комплексной форме, в этом случае принимает вид:

(4-43)

где йз—площадь поперечного сечения электронного пучка.

Подставляя в (4-43) выражения для тока i и поля 8г и учитывая фазовые
соотношения, можно, как и для приборов типа О, получить [Л. 11] зависимости
активной Ро и реактивной Рт составляющих мощности взаимодействия от относи-
тельного угла пролета ф0 (рис. 4-12).

Из анализа приведенных кривых и их сравнения с подобными заяисймостями
для приборов типа О (рис. 3-3) можно сделать ряд важных выводов.

В отличие от приборов О-типа, где оптимальные условия передачи кинетиче-
ской энергии электронов волне соответствуют относительному углу пролета
<рк—я (o|>o<te), в криборах со скрещенными полями максимум потенциальной
энергии электронов волне передается при условии, что ч>о.«=О, т. е: в условиях
холодного .синхронизма (го=г|фо)- Если это условие выполняется, 'то электроны
движутся вдоль замедляющей системы по оси г с неизменной скоростью, равной
скорости волны. Их кинетическая энергия не меняется. В пролессе нх смешения
по оси у они теряют потенциальную энергию в электрическом «голе прибора, ко-
торая и превращается в энергию волны.

Если же условия холодного синхронизма не Выполняются (щ + »<м>), то, как
видно из рис, 4-12,6, появляется реактивная составляющая Рт мощности взаимо-
действия. Знак «еличины Л Таков, дфовд!ходнт «электронное» замедление!
»4яии, если t>d<»*9. я’наоборот, валил ускоряется, в случае fe>-v>0. В любой ?;
Случае В Процессе движения Ьдоль осн « система электронный пучок— водна.бу-г
дет стремиться к условиям горячего синхронизма, т.е. к условиям, при которых'
Рт:=0 И электроны отдают волне наибольшую Энергию. Степень такой самбсжн-’
хронйзаани зависит от ряда причин в том числе и от величины объемного заря-
да. С его ростом компенсация колодного рассинхронизма увеличивается.

Глава пятая

МНОГОРЕЗОНАТОРНЫЕ МАГНЕТРОНЫ

5-1. устройство и принцип действия

Рис 5-1. Устройство многореэоиаторного
магнетрона.

/ — анодный блок; 3— катод; S — резонатор;
4—сегмент; 5 — петля связи.

Определение. Многорезонаторными магнетронами называют электронные" при-
боры, в которых образование электронного потока и его взаимодействие с Пере-
менными электрическими полями ряда колебательных контуров-резонаторов про-,
исходит в стационарных скрещенных электрическом н магнитном полях. Магне-
троны служат генераторами неза-
тухающих колебаний в диапазоне
от миллиметровых до метровых
волн.

Устройства Анодный блок
многорезонаторного магнетрона
(рис. 5-1) представляет собой не-
высокий медный цилиндр с рядом
отверстий, параллельных оси ци-
линдра. Вместе со щелями, соеди-
няющими эти отверстия с цент-
ральным, они образуют объемные
резонаторы. Таким образом, анод-
ный блок представляет собой си-
стему связанных контуров. Часть
анодного блока, заключенная меж-
ду двумя соседними щелями, на-
зывается сегментом. В централь-
ном отверстии расположен катод
в виде цилиндра, боковая поверх-
ность которого покрыта оксидным
слоем. Пространство между като-
дом и анодным блоком называет-

ся пространством взаимодействия. Здесь поток электроне®, движущихся от ка-
тода к аноду, взаимодействует с переменными электрическими полями, скон-
центрированными вблизи щелей колебательных систем., В одном из резонаторов
имеется петля связи, с помощью которой энергия шкокочастотных колебаний
отводится из магнетрона. Как правило, анодный бкеж магнетрона заземляется,
а катоду сообщается достаточно высокий отрицательный потенциал.

Магнетрон помещается в постоянное магнитное поле, образуемое постоянным
магнитом, полюсы которого находятся вблизи торцовых поверхностей анодного
блока. Поэтому движение электронов в пространстве взаимодействия подобно
движению электронов в системе цилиндрических электродов, помещенной в осе-
вое магнитное поле (рис. 4-5), Однако траектория электронов в магнетроне более
сложные, так как, помимо постоянных электрического и магнитного полей,
в пространстве взаимодействия имеется переменное электрическое поле, влииюшее
на движение электронов.

Принцип действия. Механизм возникновения незатухающих, колебаний
в магнетроне такой же, как и в любом автогенераторе. Начальные колебания
в резонаторах магнетрона Ывиикают в результате ф.,уктуаций электронного по-
тока. Частота этих колебаний в общем случае несколько отличается от собствев-
ной резонансной частоты колебательных систем, тад как анодный блок магнетро-
на образует систему сложно связанных контуров. Колебания поддерживаются
за счет энергии источника постоянного напряжений авод— катод, которая с по-
мощью электронного потока, ускоряемого постоянным электрическим полем
и взаимодействующего с переменным электрический полем вблизи щелей резона-
торов, передается полю волны. Такую направленную передачу энергии можно
осуществить, как известно, если электронный поток взаимодействует с перемен-
ным электрическим полем определенной «фазы. Для этого электронный поток
должен быть сгруппирован в сгустки, время прохождения которых вблизи щели

Рис. 6-2. Электронные спицы в -магнетроне.

а—расположение электронных спмц. 6 — взвимодействие спицы с эжктрвческия

резонатора совпадало бы со временем существования там поля в нужной фазе.

Движение электронов от катода к аноду в магнетроне происходит не во всех
азимутальных направлениях равномерно. Потоки электронов к аноду создаются
лишь в некоторых областях пространства взаимодействия, образуя так называе-
мые блекгронные спицы (рис. 5-2,а). Число рпин зависит от характера высоко-
частотных колебаний и в наиболее употребительном режиме работы магнетрона-
равно половине числа резонаторов. Электроны в спицах перемещаются к аноду'
по сложным петлеобразным траектория*!, так как характер их движения опреде-
ляется суммарным воздействием постоянного и переменного электрических полей
и постоянного магнитного поля.

Спицы образуются вблизи участков катода, лежащих против тех сегментов
анода, которые в данный момент оказываются благодаря наложению переменного
электрического поля заряженными до более положительного потенциала
(рис. 5-2,6). Так как с изменением фазы колебаний меняются знаки заряда на
сегментах анода, то изменяются и участки катода, вблизи которых формируются
спицы. Спицы как бы вращаются в пространстве взаимодействия со скоростью,
зависящей от частоты колебаний и фазовых соотношений для полей двух сосед-
них резонаторов.

Скорость вращения след такова, что моменты прохождения электронов вбли-
зи щелей резонаторов всегда совпадают с моментами существования там нуж-
ной фазы поля. Иначе говоря, вращение спиц синхронизируется с изменением
фазы высокочастотных колебаний.

При сложном движении в .спине от катода к а"ноду электроны йй каждом
витке теряют часть своей потенциальной энергии, которая и передается полю.

Электроны, отдавшие свою энергию полю, непрерывно уходят на анод, а спи-
цы пополняются новыми электронами, эмалированными катодом. Таков в общих
чертах принцип работы многореаонаторного магнетрона.	/
8-2. ВИДЫ КОЛЕБАНИЙ В МАГНЕТРОНЕ

Возможные вады колебаний. Как видно из рис. 5-1, анодный блок магнетро-
на представляет собой цепочку из Д' объемных резонаторов, свернутую в кольцо.
Вообще говоря, в такой системе связанных резонаторов может возникнуть N
различных видов колебаний. Однако в замкнутой системе из N резонаторов су-
ществуют только те колебания, для которых суммарная разность фаз при обходе
по окружности анодного блока равна:

Ф = 2лп„	(5-1)

о)

б)

где и=О, 1, 2, N определяет число целых периодов высокочастотного колеба-
ния, укладывающихся вдоль окружности анодного блока.

Иначе говоря, если волна в некоторой точке анодного блока характернзоВа-,
лась фазой ф, то при распространении вдоль цепочки резонаторов она должна^
возвратиться в эту точку с той же фазой. В противном стучав в результате шн
терфереиции волна уничтожится.
Разность фаз колебаний в соседних резонаторах, следовательно, должйа
быть равна:

(5-2)

Из формулы (5-2) легко видеть, что при целочисленных значениях п, больших
N, возможные величины фазовых сдвигов будут повторять величины <р для 0<
т. е. число возможных видов колебаний действительно не превышает N.
При подсчете возможных значений по формуле (5-2) можно убедиться, кроме
того, что сдвигу фаз колебаний в соседних резонаторах при любом значении п

и пределах от нуля до N/2, кроме n=Nf2, соответствует такой' же по вели-
чине фазовый сдвиг, что и при значениях п от N/2 до N, но с обратным знаком.
Гак, например, при N—b и пъ=1 tp=nJ4, а при п=7 <р=7/4 л=~л/4. Иначе го-
воря, при любом виде колебаний, исключая n=N(2, существует так называемый
•lt/блет. Вследствие этого для формулы (5-2) возможные значения п ограничи-
чаются пределами: л=0, 1, 2,N/2.
Основным вфаы-Ъмебййф* йтюйфезрййтоии»^ мйгнетродехнлйютйи зым>-‘
Лебакия или противофазные колебания, соответствующие к^л/2 -ц-ф^'й» .Этот’
вид колебаний не имеет дублета и, как будет покавано, возникает бри меньших,
по сравнению с другими видами, анодных напряжениях и магнитных полях.

Колебания я-вида, вйк это видно из (5-2), могут возникнуть в магнетроне
лишь при четном числе Л(. Поэтому анодные блоки .многорезонаторных магнетро-
нов обязательно содержит четное число резонаторов.

Пола'в магнетроне. На рис, б-Зпоказаны картины переменных электриче-
ского й магнитного полей в магнетроне при разных значениях п! Для наглядно-
сти анодный блок магнетрона изображен в развернутом виде (рис. В-3, а). Ниже
иа развертках анодного блока‘пунктиром показаны силовые линии переменного
магнитного поля для момента времени, соответствующего максимуму тока в кон-
туре. Под развертками блока изображены кривые распределении высокочастотно-
го потенциала вдоль поверхности анода. Силовые линии переменного электричес-
кого поля/когда Ток в контуре равен нулю, показаны слева.

5-3. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭЛЕКТРОНОВ С ПЕРЕМЕННЫМ
ЭЛЕКТРИЧЕСКИМ ПОЛЕМ

Образование электронных сяиц. Образование переменного по плотности
электронного потока — электронных 'спиц—в многорезонаторном магнетроне осу- ’
ществляется, как и во всех приборах типа М, за счет взаимодействия электронов •
с переменным неоднородным- электрическим полем. Физические процессы, лежа-
щие в основе такого взаимодействия, рассмотренные в гл. 4, справедливы,н для.
ьйюгореэонаторного магнетрона.

В отсутствие колебании в магнетроне электрон, покинувший катод с нулевой
скоростью, движется по эпициклоидальной траектории (рис. 5-4, а). При Возник-,
ноаении колебаний вблизи щелей резонаторов образуются неоднородные электри-’,
ческие поля.	'

В-отличие от рассмотренного в гл. 4 случая плоских электродов, движение;
электронов в магнетроне следует рассматривать с учетом его взаимодействия^
с радиальной я тангенциальной составляющими переменного электрического по-1-
ля. Однако общая картина от этого не меняется. Воздействие радиальной состав-,
Ляющей поля аналогично влиянию поперечной составляющей в случае плоских’
электродов, а тангенциальная составляющая поля действует Так же, как про-;
дольная. На рис. 5-4, бив показаны картины неоднородного электрического по-’.-
ля, составляющие векторов напряженностей в различных точках поля к характер;
движения электронов для двух различных моментов времени, разделенных интер-;
валом, равным половине периода колебаний.	4

В первом случае электрон, вылетевший с поверхности каТода, описывая дугу]
эпициклоиды, оказывается в поле резонатора в тот момент, когда вектор танген-’
шальной составляющей поля противоположи по направлению вектору скорости]
электрона в верхней часта витка. Суммарное электрическое поле в точке Б йарак-$
теризуется вектором §ft, отклоненным от радиального «вправления влево. В ре-;
аулмате поверхность качения образующей окружности .искривляется и электрон^
оийсав виток, оказывается у поверхности катода с некоторым запасом энергии,?
которую он и рассеивает в виде тепла при соударении с катодом. Таким образом,:
большинство электронов, ‘вылетающих с катода протав резонаторов, поле'которых’
характеризуется рассмотренной фазой, удаляются Па катод. Исключение могул
составить лишь те электроны, начальная скорость юторых позволит им остаться:
в пространстве взаимодействия. Взаимодействие этдх электронов с радиальной!
составляющей приводит к уменьшению плотности электронного потока в этой]
области поля. В самом деле, скорость электрона jB, Точке 4 уменьшается, а в точ4
ке 6—-увеличивается относительно скорости центрального электрона, находящем
гося в точке 5 (см. § 4-2). Происходит разгруппирование электронов.	]

ИяОй характер имеет движение электронов, Попадающих в противоположную»
фазу поля’(рис. 5-4, в). Под действием радиальной составляющей электрон в точ^'
ке 1 приобрСТает дополнительную скорость в Тангенциальном направлении, а ско4
роста электрона в точке 3 уменьшается. Электроны -группируются в сгусток воке
руг электрона, находящегося в точке 2. Происходит фазовая фокусировка элекц
ройного потока.
S рйауйьтате'Сложедиц вектора Лампенйиедьйсй составляющей яводнорэдии®
паля й вектора •$ 'постоянного -электрического поля суммарный вйктор
•&о, .отКлсжяСТсявправо. ШверхностькачеаНяоб^^ окружности подтпГ-
мается рад поверхностью катода. Траекторию движения алектрйрк можно приб-
лиженно представать как’.траекторию точки окружности, каТявщся по некоторой
криволинейной прверхнот, уходящей от катода к аноду. Число «петель» в тра-
ектории и «крутизна» образующей поверхности зависят рт Величины анодного
напряжения, магнитной 'индукции, а также от интенсивности переменного элект-
рического поля.

Итак, на инод, описывая' петлеобразные траектории, устремляются лишь
электроны, покидающие те участки катода, против
которых в Данный момент времени существует
тормозящее электроны переменное электрическое
поле: в магнетроне образуются электронные
спицы. Число тадих спиц при противофазном вйде
колебаний равно половяне числа резонаторов (см.
рис. 5-2, с).

Движение электронных спиц. Поскольку через
каждые полпериода знаки высокочастотных пр-
тенциаяой яа сегментах меняются на. обратные
(неоднородное поле как бы вращается вокруг осн
прибора), перемещаются вслед за пол^м и элект-
ронные спицы. Для обеспечения нужной угловой
скорое™ вращения спиц требуется. как мм уви-
дим Далее, определенная величина разности по-
тенциалов между анодом И катодом. Такое син-
хронное с перемещением поля вращение электрон-
ных спиц обеспечивает/ЙВ только непрерывное
уплотнение электронов в спицах—их фазовую
фокусировку, <По я-необходимый режим обмена
энергией между Электронами и сверхвысокочастот-
ным полем.

Передача энергии от алейронов полю. Элек-
трой*, образующие спицу одновременно с вра-'
шйтельным движением, описывая витки эпицик-
лоиды, поднимаются от катода и постепенно Jattb
дят «а инод. По мере вращения спица пополняет-
ся электронами л новых участков катода. Таким
образом, электроны в спицах непрерывно переме-
щаются в радиальном направлении от катода К
аноду. Эта составляющая движения электронов
сопровождается уменьшением их потенциальной
энергии.

Энергия электронов передается электромаг-
нитному полю, взаимодействие с электрической
составляющей которого и .служит причиной рассмотренного движения электронов.

Дли обеспечения, рад Дальнего перемещений электронов, как н Для bpainat
тельного движения спиц, требуются определенные велачины разности гют^щнаА.
лов анод — катОД и напряженности магнитного поля.	..	?

5-4. РАБОЧИЙ РЕЖИМ МАГНЕТРОНА	г

В предыдущих параграфах отмечалось, что для обеспечения движения рабо-
чих электронов по петлеобразным траекториям, их перемещения «-.радиальном
направлении и получения нужной угловой скорости вращения СТЙП1 Требуются
определенные соотношения между напряженностью fi постоянного электриче-
ского поля и магнитной индукцией В. Выбор соответствующих -’величин £ и В
н определяет рабочий режим магнетрона.

Парабола критического режима. Если анодное напряжение магнетрона боль-
ше критического, то условия передачи электронами энергии высокочастотному
полю не выполняются. В саном деле, при	электроны, двигаясь по кри-

волинейным траекториям (см. рис. 4-7), устремляются к «иоду. При этом высоко-
частотные колебания, даже если они и возникли, не могут поддерживаться аа
Г'па'г QUOnr-au *ап₽1ГГППНЛП VOTO-

счет энергии электронов, кото-
рые не описывают петель и
практически не взаимодейству-
ют с переменным электриче-
ским полем вблизи щелей резо-
наторов. Поэтому рабочие зна-
чения анодных напряжений
должны лежать ниже парабо-
лы критического режима
(рис. 4-6), которая описывает-
ся уравнением (4-38).

Потенциал синхронизации.
Однако для нормальной рабо-
ты магнетрона недостаточно
движения электронов по пет-
леобразным траекториям. Не-
обходимо, кроме ТОГО, добить-
ся вращения спиц с определен-
ной угловой частотой, синхрон-
ной с изменением фазы сверх-
высокочастотных колебаний.
Условие синхронизма может
выполняться при различных
значениях угловой скорости
вращения спиц. В самом деле,
при колебаниях вида п время
<о движения спицы между
двумя соседними резонаторами

ловине периода, но и любому
целому числу полупериодов:

(5-3)

где р—0, I, 2, 3...

Графики движения электронов для колебаний л-вида при различных значе-
ниях р изображены пунктирными прямыми на рис. S-5.

На графике по оси ординат отложено время и под резверткой анодного бло-
ка изображены кривые распределения высокочастотного потенциала через каж-
дые четверть периода. В течение всего времени узлы напряжения остаются в се-
редине щелей. Во всех случаях, когда р— целое число, Электроны оказываются
в тормозящем поле вблизи каждого резонатора. В зависимости от р изменяется
лишь угловая скорость вращения электронов. Максимальная величина е>о со-
ответствует р=0, когда #с=Г/2.

Для характеристики угловой скорости вращения электронов удобно ввести
некоторый параметр k, равный числу периодов, в течеийе которых электрон про-
ходит мимо всех резонаторов и возвращается к исходной точке. Тогда время
движения электрона между соседними резонаторами, выраженное в долях пе-
риода Т, определится соотношением

В случае п-колебаний выражение (5-3) принимает вид;

(5-5)
Обобщая его соотношение и для других видов колебаний, получим:

к .. к

(5-6)-

Используя параметр Л, нетрудно получить выражение угловой скорости вра-
щения электронов для колебаний любого вида:

2л 2яс

<0,~ КГ м

(5-7)

где Х=сТ—длина волны колебаний в магнетроне, а с—скорость света.

Для обеспечения угловой скорости вращения необходимо, чтобы электрон,
находящийся в спице у поверхности анода, обладал тангенциальной скоростью

2псгл

®т-°ога- а *

Кинетическую энергию в магнетроне электрон приобретает за счет постоя»
ного электрического поля, определяемого разностью потенциалов t/a. У поверх-
ности анода (г=г») наибольшее значение энергии электрона равно;

£к = е1/а.	(5-9)

В условиях синхронного движения энергия электрона у поверхности анода
должна быть:

Приравнивая (5-9) н (5-10), получим значение анодного напряжения, необ-
ходимого для обеспечения синхронного вращения электронов:

2тя№ ( г, W
е lab

(5-11)

Эта величина, называемая потенциалом синхронизации, определяет наимень-
шее (для заданного fe) значение анодного напряжения, при котором возможно
синхронное вращение электронных спиц.

Подставляя в (5-11) численные значения всех постоянных и наряжая t/c
в вольтах, получим:

и'-иеш- ,5',2>

Это выражение получено в предположении, что электрон движется по ок-
ружности, соосной поверхности анода, и с радиусом, близким к величине га.
В действительности электроны движутся в магнетроне по сложным петлеобраз-
ным траекториям и тангенциальная составляющая их скорости зависит как от
скорости иержоснсго движения центра образующей окружности, так и от ско-
рости движения самого электрона относительно этого центра.

Пороговое напряжение. Приблизившись К поверхности'анода в передав полю
значительную часть своей энергии, электрон должен быть удален из простран-
ства взаимодействия. В противном случае такой отработавший, медленно дви-
жущийся электрон отстанет от спицы и отберет энергию у переменного поля.
Для того чтобы отработавшие электроны попадали на анод, а также для обе-
спечения необходимой тангенциальной скорости электронов с учетом их движе-
ния по петлеобразным кривым требуется анодное напряжение несколько выше
потенциала синхронизации Vt.

На-электрон, удаленный от центра магнетрона на расстояние г и вращаю-
щийся вокруг оси прибора с угловой скоростью <йо, действуют три сцлы (рис. 5-6):
сила Рв постоянного электрического поля направлена по радиусу к аноду; сила
Лоренца F*, возникающая При пересечении электроном силовых линий магнит-
ного поля, в соответствии с правилом правой руки, направлена к катоду; и, на-
конец, третья, центробежная сила F4, совпадает по направлению с силой F,.
3£лй *ОГО гч-гобы	дретяг 'икрдЬ, мкгиШй !эмв£ф; №i движения

в'Шйиальном Мфйвламй должна быть болъйге нуля н следователей, работа
Йи F, я F„ должна быть больше или, .во крайней'пере, равна работе силы гж.

Из атих соображений легко определить (Л; 2] яорбговое напряжение, т. е.
величину наименьшего анодного напряжения, при котором отряботавшие. элект-
роны удаляются на анод:

Подставляя сюда формулу (6-7) для <о0 и выражая напряжение в вольтах,
получим;

‘'•-5-«(4->$b‘v	»»>

Отсюда видно, что для удовлетворения поставленных условий удаления от-
работавших электронов на анод анодное напряжение должно быть больше по-
тенциала синхронизации, причем если величина Vo не зависит от напряженности
магнитного поля, то пороговое на-

Рис. 5-6. Силы, действующие
на электрон.

Рис. 5-7. Диаграмма -рабочи*
режимов магнетрона.

. . - .Диаграмма рабочего режима. Итак, мы рассмотрели ряд условий нормаль-
ной работы магнетрона и -получили уравнения: для критического потенциала
(4-38), для потенциала синхронизации (5-12) и Для порогового анодного напря-
жения (5-14).

Все три эти зависимости изображены на рис, 5-7, ^Парабола критического
режима отделяет на Плоскости В—Уя нерабочую область (заштрихована). При
значениях В и U» для любой Ьочки в этой области -Дейтроны в ыагаетрбне не
описывают петлеобразных траекторий и колебания отсутствуют. Величина .потен-
циала синхронизации (5-12) не зависит от В, но измвЙётся в зависимости от k.
На рис.‘,5-7 линия Uс проведена лишь для режимд1 ^‘колебаний (п=4; р=0;
N—В). Для других А=п (р“0) потенциал синхропИ{йтии отмечен точками на
параболе-критического режима.	,

Линия ‘порогового напряжения (5-14) при разлиЯийх Л(р=0) изображаются
на плоскости К—V, в виде прямых, касательных^ параболе критического режи-
ма в точках, соответствующих значению потенциала синхронизации для данного
вида кОлебвнйй.' В справедливости этого нетрудно убедиться, если в выражение
(5-14) подставйь значение критического потенциала (4-38).

Таким образом, для колебаний л-вида нерабочей областью является также
часть плоскости, лежащая ниже прямой порогового напряжения f*‘=4). При
этих значениях 17» и В либо не выполняется условие синхронного движения спиц
(<7»<{7О), либо отработавшие электроны не попадают на анод (t7e <С7а<1/и).
Весьма существенным является то обстоятельство, ято для возбуждения л-кме-
баняй требуется меньшее анодное напряжение по сравнению с величинами Уи,
необходимыми для колебаний другого вида. Многорезонаторные магнетроны
обычно работают в импульсном режиме, и амплитуда отрицательного импульс-
ного напряжения, подводимого к катоду, может быть выбрана такой, чтобы
в магнетроне были созданы условия лишь для возбуждения колебаний л-вида.
Кроме того, с укорочением длины волны генерируемых колебаний требуется уве-
личение напряженности магнитного поля, что встречает серьезные затруднения.
Возможность работы с пониженными анодными напряжениями, естественно, об-
легчает эту задачу, так как при меньших 14 требуются и меньшие величины В.
Следует также отметить, что магнетроны обычно работают при анодных напря-
жениях, превышающих величину Un- Объясняется это тем, что при 14, близких
к пороговому напряжению, электронный К. п. д. магнетрона очен£ мал.

5-6. АНОДНЫЙ БЛОК МАГНЕТРОНА

Эквивалентная схема анодного блока. Наиболее употребительны^ формы ре-
зонаторов магнетронов показаны на рис. 5-8, где, помимо уже иаЬеспшх нам,
изображены также резонаторы, образованные короткозамкнутыми отрезками
волноводов. Однако при любой конфигурации резонаторов анодный блок пред-

Рис. 5-8. Различные формы резонаторов анодного блока.

ставляет собой систему сложно связанных контуров. Контуры магнетрона преж-
де всего связаны между собой кондуктивно, так как по поверхности сегмента
анодного блока -протекают токи соседних резонаторов. Помимо этого, между
соседними резонаторами существует также емкостная связь через емкости, обра-
зованные сегментами анодного блока и поверхностью катода. И, наконец,_ сосед-
ние резонаторы связаны между собой индуктивно (силовые линии переыенногр
магнитного поля в резонаторе замыкаются через соседние отверстия).

Преобладание того или иного вида связи определяется конструкцией анод-
ного блока' и, в частности, его высотой' Л. При малой величине й преобладает
индуктивная связь между отдельными резонаторами, а с увеличением высоты п
анодного блока все большую роль играет связь емкостная. Одна из возможных
эквивалентных схем анодиого блока магнетрона с большим h представлена на
рис. 5-9. Величины L6 и Со—эквивалентные индуктивность и емкость резонатора
соответственно. Резонаторы связаны между собой кондуктивно, а также через
емкости	анод—катод.

Анализ такой эквивалентной схемы показывает [Л. 2], что длина волны ге-
нерируемых колебаний зависит как от реактивных параметров, так и от числа п:

Л+ С-- гдп	(S-15)

V )

. Отношение Ск/С0 в магнетронах обычно равно 0,1—0,4.
,,,, Зйвисныосгь (54Й для восьйиревсяаторного магветроеа показана Я»
рве. 5-10 (крявая 1). Там Же нанесена аналогичная зависимость (кривая -2), йо
для случая преобладания индуктивной свузи в магнетроне. Из кривых видно, что
колебания вида л незначительно отличаются по длйне волны от колебаний со-
седних вадов. С увеличением числа резонаторов, в следовательно, в числа п это
отличие ствтовится все меньше. Кроме того, вследствие малого отлитая частоты
я-кмебаний от колебаний соседних видов работа, магнетронного генератора мо-
жет быть неустойчивой.

В результате изменения режима питания, характера нагрузки и других при-
чин в Магнетроне могут вместо п-колебаний возникнуть колебания другого вида
(скачок частоты). Возможно «также одновременное существование колебаний вн-

7—для анодного блока без связок в слу-
чае преобладания емкостной связи; 2—для
анодного блока без связок в случае пре-
обладания индуктивной свази; 3 и 4—для
анодного блока со связками. -

да я и соседнего вида колебаний. Распределение высокочастотного поля при
этом нарушается, условие Синхронизма выполняется плохо, падают мощность
и К.П.Д. магнетрона, Следовательно, нельзя увеличивать число резонаторов
с целью повышения мощности колебаний, что особенно важно на более коротких
волнах.,

Разделение видов колебаний с помощью связок. Для устранения нестабиль-
ностей в магнетронах принимаются специальные мери Хороший эффект дают
специальные связки, имеющие в простейшем случае .форму колец (рис. S-П).
'Одно из колец приваривается к четырем четным сегментам анодного блока,
а другое — к четырем нечетным. Связки вносят в колебательную систему магне-
чрона дополнительные емкость и индуктивность. Вносимая емкость определяется
ие только размерами самих связок и их расстояннеж’от поверхности анодного
блока/ но и разностью высокочастотных потенциалов между двумя кольцами.
Индуктивность зависит как от размеров самих свнэдс так и от токов, проте-
кающих по связкам.	;•

При противофазном виде колебаний каждое из колец соединяется с сегмен-
тами блока, находящимися под одинаковым потенциалом. Таким образом, раз-
ность фаз высокочастотных потенциалов двух связывающих колец равна л и
емкостное действие связок весьма существенно. В то же время ивдуктквный
эффект связок при я-колебаниях минимален, поскольку каждое кольцо привари-
вается к сегментам с одинаковым потенциалом, и уравнительные токи в связках
близки к нулю. Следовательно, результирующее влияние связок при я-колеба-
ниях цыёет емкостный характер. Емкость. вносимая связками в резоиатррм,
гарядлрпмт их собственной емкости. В результате суммарная емкость увеличи-
вается и длина волны при ядюлебаннях возрастает.

При колебаниях других видов высокочастотны» потенциалы сегментов, сое-
диненных с каждым из колец, «одинаковы, и поэтому средняя разность потен-
циалов между связками меньше, чем при противофазных колебаниях. Вследст-
вие этого вносимая связками емкость уменьшается, а вносимая индуктивность
увеличивается, так как вследствие .различия высокочастотных потенциалов двух
сегментов, присоединенных к одному кольну, в нем протекают уравнительные
токи. Результирующее влияние связок носит индуктивный характер. Вносимая
индуктивность параллельна собственной идуктнвности резонаторов; суммарная
индуктивность уменьшается, уменьшается и длина волны колебаний.

Изменение длины волны колебаний от величины п при использовании раз-
личных видов связок показано
на рис- 5-10 (кривая 3—для
связок рнс, 5-11 а, а кривая
4—для связок рис- 5-11.6)-
Из сравнения Этих кривых
с кривыми 1 и 2 видно, что
применение связок позволяет
значительно увеличить разность
частот я-колебаниЙ и соседне-
го с ним вида. Для устойчивой
работы магнетрона необходи-
мо, чтобы частота колебаний
вида n=N/2—1 отличалась от
частоты противофазных Коле-
баний не менее чем на 4%.
Обычно добиваются, чтобы рез-
кое частот был порядка 10—
15%.

Повышению устойчивости Рис 5-11. Различные виды связок анодного
работы Магнетрона на противо- блока.	,

фазном виде колебаний способ-
ствует также применение асим-
метричных связок, например колец, имеющих разрыв. Применение аеммметрнч-
связок «арушает ориентацию высокочастотных полей, возникающих При ко-
лебаниях, отличных от противофазного, и, таким образом, ещё больше ДатрУд-
няет их появление. Следует также отметить, что увеличение длины волны коле-
баний я-вида вследствие применения связок приводит к соответствующему по-
нижению порогового напряжения, что сопровождается увеличением мощности
генерируемых колебаний и к, п. д. магнетрона.	’

Применение связок имеет и некоторые недостатки, Так, например, адта-
частотное поле, образуемое связками и не зависящее от азимутального угла,
искажает в некоторой степени электрическое поле в пространстве взаимодействия
и ухудшает работу магнетрона. Кроме того, введение связок увеличивает высо-
кочастотные потери, величина которых растёт с укорочением длины водйы гене-
рируемых колебаний. Для исключения этого, влияния связки экранируют, разме-
щая *их в специальных канавках в анодном блоке.

РаэиорезояаториыЙ анодный блок. Б магнетронах, работающих на волнах
>.-3 ом и короче, используют другой метод разделения частот—рамореэсног
торный анодный блок.

В разнорезонаторном анодном блоке размеры каждого второго резонатора
несколько увеличиваются по сравнению с размерами в обычном анодном блоке;
размеры же второй половины резонаторов уменьшаются (рйс. 5-1Я), Получаются
как бы две системы резонаторов, одна из которых настроена на короткую волну,
а другая —на более длинную.

Для определения в рааиореэонаторной системе длин волн колебаний, соот-
ветствующих различным значениям п, можно воспользоваться формулой (5-15),
считая, что анодный блок состоит из двух различных систем; больших (Ав)
и малых (йм) резонаторов. При вычислении Этих длин воли вместо Хо нужно
подставлять резонансную длину волны большого или малого резонатора соот-
ветственно. Но так как число одинаковых резонаторов в системе вдвое меньше
общего числа 2V резонаторов, то для каждой системы одинаковых резонаторов
вводят свое число п', величина которого не может быть больше N/4.

На рис. 5-13 показано (кривая S) изменение длины волны в зависимости от
величины и в разнорезонаторном магнетроне (У=18). Верхняя ветвь этой кри-
вой, вплоть до п—4, соответствует первой — длинноволновой rpyiftie колебаний
при нулевом фазовом сдвиге между колебаниями в больших и малых резонато-
рах, Характер изменения длины волны здесь такой же, как и для обычного
магнетрона без связок (кривая /): с увеличением п длина волны уменьшается.

Рис. 5-12. Раэнорезонаторные анодные Рис. 5-13. Кривые изменения
блоки.	длины волны в зависимости от

величию п.

1 — для анодного блока без связок;
2 —для анодного блока со связка-
ми; 3 — для разнорезонаторного
анодного блока.

Нижняя ветвь кривой от я=5 до n=N[2=S соответствует второй—корот-
коволновой группе колебаний. Здесь с возрастанием п длина волны уменьшается.
На рис. 6-13 приведена для сравнения также кривая 2 для магнетрона со связ-
ками.

Разнос частот при разных и зависит от соотношения kc/hu (рис. 6-12), воз-
растая прн его увеличении. Однако при значительных величинах h«lhv усиливает-
ся влияние составляющей высокочастотного поля, не зависящей от азимуталь-
ного угла и ухудшающей взаимодействие электронного потока с высокочастот-
ным полем.

Преимущество разнореэоиаторной системы перед анодным блоком со связ-
ками заключается прежде всего в том, что на величину разделения частот не
влияет высота анодного блока. Кроме того, высокочастотные потери в разно-
резонаториом аиодном блоке значительно меньше, что позволяет повысить к. п. д.
магнетрона.

5-в. ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ МАГНЕТРОНОВ

Мнбгорезонаториые магнетроны, как и другие электронные приборы, харак-
теризуются рядом параметров, обусловливающих эксплуатационный, предельный,
климатический и другие режимы их работы.

Параметры электрического режима. Справочными данными, как правило,
оговариваются; величины напряжения или тока Гв накала и их допустимые
отклонении, не превышающие обычно ±10%; номинальное анодное напряжение
UB и допустимый верхний предел этой величины; номинальное и допустимые
подставлять резонансную длину волны большого или малого резонатора соот-
ветственно. Но так как число одинаковых резонаторов в системе вдвое меньше
общего числа 2V резонаторов, то для каждой системы одинаковых резонаторов
вводят свое число п', величина которого не может быть больше 2V/4.

На рис. 5-13 показано (кривая л) изменение длины волны в зависимости от
величины и в разнорезонаторном магнетроне (У=18). Верхняя ветвь этой кри-
вой, вплоть до п—4, соответствует первой — длинноволновой rpyiftie колебаний
при нулевом фазовом сдвиге между колебаниями в больших и малых резонато-
рах, Характер изменения длины волны здесь такой же, как и для обычного
магнетрона без связок (кривая /): с увеличением п длина волны уменьшается.

Рис. 5-12. Раэнореэонаторные анодные Рис. 5-13. Кривые изменения
блоки.	длины волны в зависимости от

величию п.

1 — для анодного блока без связок;
2 —для анодного блока со связка-
ми; 3 — для разнорезонаторного
анодного блока.

Нижняя ветвь кривой от «=5 до n=Nt2=S соответствует второй—корот-
коволновой группе колебаний. Здесь с возрастанием п длина волны уменьшается.
На рис. 6-13 приведена для сравнения также кривая 2 для магнетрона со связ-
ками.

Разнос частот при разных и зависит от соотношения kc/hu (рис. 5-12), воз-
растая прн его увеличении. Однако при значительных величинах h«lhv усиливает-
ся влияние составляющей высокочастотного поля, не зависящей от азимуталь-
ного угла и ухудшающей взаимодействие электронного потока с высокочастот-
ным полем.

Преимущество разнореэоиаторной системы перед анодным блоком со связ-
ками заключается прежде всего в том, что на величину разделения частот не
влияет высота анодного блока. Кроме того, высокочастотные потери в разно-
резонаторном анодном блоке значительно меньше, что позволяет повысить к. п. д.
магнетрона.

5-в. ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ МАГНЕТРОНОВ

Мнбгореэонаториые магнетроны, как и другие электронные приборы, харак-
теризуются рядом параметров, обусловливающих эксплуатационный, предельный,
климатический и другие режимы их работы.

Параметры электрического режима. Справочными данными, как правило,
оговариваются; величины напряжения 1/Е или тока Гв накала и их допустимые
отклонении, не превышающие обычно ±10%; номинальное анодное напряжение
V„ и допустимый верхний предел этой величины; номинальное и допустимые
верхнее н нижнее значения тока /»; напряженность или индукция магнитного
поля. Для магнетронов, работающих в импульсном режиме, в справочнике ука-
зывают номинальные и допустимые величины длительности импульсов анодного
напряжения, их скважности и крутизны фронтов—величин, в значительной
степени определяющих спектр генерируемых магнетроном колебаний.

Мощность генерируемых колебаний. Многорезонаторные магнетроны исполь-
зуются обычно в качестве генераторов мощных СВЧ колебаний в импульсном
или непрерывном режиме. Поэтому важнейший параметр этих приборов — вели-
чина генерируемой мощности	ч

Р.ых = 1Л14.	.	(5-60

где неполный к.п.д. магнетрона. Таким образом, величина Раы* зависит не
только от электрического режима работы магнетрона, но и от другого важней-
шего параметра — к, п. д. прибора.

Коэффициент полезного действия магнетрона определяется отношением мощ-
ности сверхвысокочастотных колебаний к мощности, подводимой к магнетрону
от источника постоянного напряжения в анодной цепи,

Электроны, получая энергию от постоянного электрического поля, не пол-
ностью передают ее высокочастотному полю резонаторов. Некоторые электроны
вообще не участвуют в механизме передачи энергии, так как в самом начале,
получив дополнительное ускорение, возвращаются обратно на катод и нагревают
его, отдавая при соударении с его поверхностью оставшуюся энергию. Рабочие
электроны, образующие спицы и многократно взаимодействующие с высокоча-
стотным полем, в большинстве случаев достигают анода, не израсходовав пол-
ностью своей анергии, и передают ее остаток аноду, нагревая его при соударении.
Таким образом, часть энергии, полученной электронами от постоянного электри-
ческого поля, расходуется бесполезно. Этот расход энергии называют электрон-
ными потерями. Отношение энергии, полученной высокочастотным полем от
электронного потока, к полной энергии, сообщенной электронам постоянным
электрическим полем, называется электронным к.п.д. магнетрона Эта ве-
личина характеризует эффективность взаимодействия электронного потока с пе-
ременным- электрическим полем. Энергия высокочастотных колебаний расходует-
ся также и в самих резонаторах (на восполнение потерь, обусловленных актив-
ным сопротивлением), в устройствах вывода энергии, в диэлектриках и т. и.
Эти потери определяются к.п.д. колебательной системы т>. Коэффициент полез-
ного действия магнетрона, таким образом, равен-.

Ч = ЧэлЧк-	(S-17)

Величина электронного к.п.д. магнетрона существенным образом зависит
•т режима его работы. Для определения з)Вл необходимо знать не только энер-
гию, получаемую электроном от постоянного электрического поля, но также ве-
личину неизрасходованной электроном энергии (кинетическую энергию, с которой
электрон достигает анода). Для выполнения условий синхронизма электрон дол-
жен двигаться у поверхности анода со скоростью, не меньшей Uc- Поэтому кине-
тическая энергия электрона, достигающего анода, не может быть меньше eVc-
Следовательно, электронный к.п.д. магнетрона равен: •

Однако рассчитанный по этой формуле электронный к.п.д. оказывается вы-
ше экспериментальной величины Т]вл. Объясняется это тем, что кинетическая
энергия электрона, попадающего на анод, в действительности значительно боль-
ше величины eVK. Электроны движутся в пространстве взаимодействия, описы-
вая петлеобразные траектории. Если анодное напряжение близко к пороговому
напряжению, то электроны медленно поднимаются от катода к аноду и попада-
ют на анод, находясь, как правило, в вершине спетлн». Если тангенциальная
скорость движения оси образующей окружности равна (из условия синхрониз-
ма) Uc, то тангенциальная скорость движения электрона относительно катода
примерно-в 2 раза больше, а его кинетическая энергия-—в 4 раза больше при
нятой величины. В рабочем режиме анодное напряжение в магнетроне обычно
ЙЫгыпе величины' (ft к электроны поднимаются 'к аноду-ио более крутой петле-
образной траектории. Они могут достигать анода как нй вершине петли, так
и у ее начала, где скорость электрона близка к нулю. Поэтому среднее значение
кинетический энергия у поверхности‘примерно в 2 раза больше величины cVe-
Величнна электронного -й.п.д. в современных многорезонаЮрных магнетронах
достигает величины 50—70% и более.

Работая длина волны k# или рабочая частота колебаний ©о определяется,
как это было показано в § 5-5. параметрами резонаторов и конструкцией анод-



него блока. В многоревонаторных магнетронах обычной конструкции изменение
рабочей частоты в небольших пределах может быть получено с помощью спе-
циальных устройств, изменяющих емкость или индуктивность резонаторов (см
далее § 5-7).

При конструировании генераторных устройств на многирезонаторных маг-'
нетроках особое внимание уделяется' стабилизации частоты колебаний. С этой
целью, как уже было сказано выше, используются связки, применяются разно-
резонаторные анодные блоки и др. Однако рабочая частота магаетрона суще-
ственным образом зависит от характера нагрузки н способа ее подключения
к магнетрону. Степень изменения частоты цод влиянием нагрузки характеризуют
такими параметрами, как электронное смешение частоты, затягивание частоты
и др. Наиболее полно эти явления отображаются так называемой нагрузочной
характеристикой магнетрона. Подробно работа магаетрона в реальных, условиях
рассматривается в курсе «Радиопередающие устройства», и поэтому обсуждение
этих вопросов выходит за рамки настоящей книги.

Рабочие характеристики магнетронов. В качестве рабочих характеристик
магнетронов приняты зависимости 1/8=/(7*) при постоянных величинах В, Ряыж/
ij н ш». Обычно линии постоянных значений В, Вямх и tj изображаются иа одном
графике в координатах /«—UK. Эти семейства кривых и называют рабочими хсн.
ракгеристиками многорезонаторных магнетронов.
На рис. 6-14 показайы рабочие яарактернстнкн магнетрона со следующими
параметрами: рабочий режим—-импульсный, число резонаторов Я-Я. радиус
катода Гж“=0Д см, радиус анбда ramOfi рм, высота анодного блока л—2 см,
частота (в режиме п-колебаний) /=2800 Мгц, рабочее вводное напряжение

16 кв, напряженность магнитного поля в рабочем режиме Нъ* 128000 а/л.
рабочий анодный ток (в импульсе) 4=20 а, к. п. д.	генерируемая мощ-

ность (в импульсе) f«ux“35 кет.

При малых анодных напряжениях и соответственно меньших В к. и. д.-
магнетрона невелик. Поэтому использование низких анодных напряжений не
имеет смысла. Значительное увеличение анодного напряжения, хотя и сопровож-
дается Некоторым ростом к. п. д. я генерируемой мощности, требует, кроме того,
повышения напряженности магнитного поля. Работа с очень большими значения-
ми 14 и В встречает серьезные технические затруднения; они не оправдываются
повышение^ к. п. д., который при увеличении 14 растет сначала быстро, а за-
тем медленно.

При малых анодных токах магнетрон работает неустойчиво. Большая часть
электронов возвращается на катод, к. п, д. и генерируемая мощность невелеки.
Чрезмерное увеличение тока также нежелательно, так как при этом сильно
разогревается анодный блок, катод работает с перегрузкой и требуется дальней-
шее Повышение 14.	<

Вследствие указанных причин для каждого типа магнетрона существуют ра-
бочие пределы изменений 14 и 4. Другие параметры (В, ц, РВЫж) при выбран-
ных значениях анодного напряжения и тока однозначно определяются рабочими
характеристиками.

Рассмотрим семейство кривых H=const При заданной величине В и при
повышении Vв анодный ток вначале мал и растет медленно. Эта часть кривых
соответствует анодным напряжениям ниже порогового. Большинство электронов
не попадает на анод, а вод действием силы F„ возвращаются на катод. При
дальнейшем увеличении 14 анодный ток резко увеличивается и кривые I4=f(4)
представляют собой отрезки почти прямых линий, образующих с осью абсцисс
небольшой угол. Эта рабочая часть характеристик соответствует значениям
I4>ttb

С увеличением В для получения той же величины 4 требуются большие
значения анодного напряжения, причем, как это видно из рис. 5-14, одинаковые
приращения В требуют и одинаковых приращений 14 (линии B=const при рав-
ных приращениях В расположены на одном и том же расстоянии друг от друга).
Иными словами, анодное напряжение пропорционально напряженности магнит-
ного поля, что полностью согласуется с формулой (5-14) для порогового напря-
жения. Величину 14 здесь легко определить графически, продолжив линейную
часть характеристик B=const до пересечения с осью ординат.

Кривые второго семейства (FSux=const) имеют гиперболический характер.
Колебательная мощность в магнетроне определяется выражением Рвых>»1)414.
Коэффициент полезного действия меняется в зависимости от 4 в U*. Поэтому
линии PBwx=consl ие являются правильными гиперболами.

-На ряс. 5-14 видно, что 4=const и при увеличении U* к. п. д. магнетрона
увеличивается. Это объясняется главным образом тем, что увеличение U* и В
сопровождается уменьшением радиуса образующей окружности и, следователь-
но, снижением скорости, с которой электроны попадают на анод. С увеличением
аибдногр тока (при 6==cpnst) ri сначала несколько увеличивается, а затем сни-
жается.

Небольшая величина ч при очень малых анодных токах объясняется боль-
шими электронными потерями. Кроме того, вследствие малой интенсивности ко-
лебаний в резонаторах фокусирующее действие переменного электрического поля
незначительно. Электроны плохо группируются в спицы, и условие синхронизма
выполняется лишь для небольшой части электронов. При иекокфоы увеличении
4 к. п. д. возрастает, так как влияние указанных причин ослабляется. Дальней-
шее увеличение тока сопровождается падением т) за счет увеличения радиальной
составляющей кинетической энергии у анода, а также вследствие взаимного рас-
талкивания электронов в спицах.
5-7. ОСОБЕННОСТИ КОНСТРУКЦИИ
МНОГОРЕЗОНАТОРЙЫХ МАГНЕТРОНОВ

Условия работы магнетрона отличаются от условий работы не только обыч-
ных электронных ламп, но и других СВЧ приборов. Значительная часть электро-
нов, эмиттируемых катодом, возвращается обратно. Эти электроны, попадая на
катод с некоторым запасом кинетической энергии, разогревают его и вызывают
с поверхности катода дополнительную вторичную эмиссию. На катоде выделяется
около 5% всей мощности, рассеиваемой в магнетроне. Поток электронов, обра-
зуемый за счет вторичной ^миссии, составляет значительную часть электронов
потока, эмиттируемого катодом. Величина вторично-эмиссионного тока такова,
что магнетроны обычно продолжают нормально работать, если после их вклю-
чения разомкнуть цепь накала. Поэтому катод магнетрона должен обеспечить
значительную термоэлектронную эмиссию только в момент его вклю^ния. К осо-
бенностям работы катода в магнетроне следует отнести также сильное элект-
рическое иоле, так как обычно потенциал анода равен нескольким киловольтам,
а в мощных магнетронах—десяткам киловольт, в то время как расстояния
анод —катод не превышают нескольких сантиметров.

Катод в магнетроне должен обеспечить термоэмиссионный ток большой плот-
ности. Он должен, кроме того, быть стойким к пере-
греву и действию сильных электрических полей, а
также сохранять постоянство эмиссии во времени.

Наиболее часто в магнетронах используются по-
догревные оксидные катоды, которые позволяют по-
лучить плотность тока до 40 ajctfi и способны рабо-
тать в электрических полях до 70 кв]см. Коэффи-
циент вторичной эмиссии этих катодов достигает не-
скольких десятков. В магнитронах применяют также
вольфрамо-ториевые катоды, спекаемые из порошка,
содержащего 56% вольфрама и 4% окиси тория. Эти
катоды очень прочны, стойки к отравлению газами
и после искрения восстанавливают первоначальную

эмиссию. Камерные металлогубчатые и пропитанные катоды могут обеспечить
ток плотностью до 80 а]сл& и устойчиво работают при напряжениях до 20 кв.

Важную роль в работе магнетрона играет постоянное магнитное поле, Для
получения высокого к. п, д. индукция магнитного поля должна быть порядка
0,3—0,6 вб/л2. Такое сильное магнитное поле создают мощные постоянные магни-
ты специальной формы (рис. 5-15). В тех случаях, когда требуются особенно
сильные магнйтные поля, применяются пакетные магнетроны, у которых полюс-
ные наконечники из ферромагнитного материала служат торцовыми стенками)
анодного блока. В пакетных магнетронах значительно сокращен воздушный про-,
ыежуток между полюсами, что позволяет повысить напряженность магнитного*
поля или же уменьшить вёс и габариты постоянного магнита, который обычно
значительно тяжелее и больше по размерам самого магнетрона.	,,

Частоту колебаний в магнетроне можно перестроить за счет измеиения ян?
дуктивности или емкости колебательной системы с помощью металлических шты-
рей— плунжеров, погружаемых в отверстия резонаторов, либо с помощью
специальных металлических колец, расположенных в пазах на торцовой поверх-}
ности блока. Оба эти метода позволяют изменять частоту магнетрона не более
чем на 5—7% от резонансной частоты. При большем отклонении частоты од
среднего значения ухудшаются условия отделения противофазного вида коле*
баний от соседних видов.

Рис. 5-15- Внешние
постоянные магниты
магнетрона.

5-8. МИТРОН

Определение. Митроном называют перестраиваемый по частоте прибор, ра4
ботающий по принципу многорезонаторного магнетрона, но отличающийся 01
него устройством колебательной системы и эмигрирующего электроны катодм

Устройство нитрона схематически показано на рис. 5-16, а. Анодный блоа
представляет собой систему (рис. 5-16,6) в виде двух дисков с рядом напран!
ленных навстречу друг другу штырей (сегментов). В центре пространства взаия
модействия помещается металлический цилиндр, не предназначенный, в отличие
от многорезонаторного магнетрона, для эмиссии электронов. Этот цилиндр, на-
зываемый холодным катодом или отрицательным электродом, вместе со штыря-
ми образует колебательную систему. Катод, в виде вольфрамовой спирали, эмнт-
тирующий электроны, вынесен из пространства взаимодействия и окружен уп-
равляющим электродом в виде усеченного конуса с отверстием посредине.
С помощью дисковых выводов анодный блок соединяется с внешней колеба-
тельной системой, конфигурация которой может быть различной. На рис. 5-16,6
показана колебательная система в виде короткозамкнутого отрезка волновода,
длина которого может изменяться с помощью короткозамыкающего поршня
Другая часть волновода представляет собой трансформатор волнового сопротив-
ления, через который к митрону подключается фидер, идущий к нагрузке. -

Дисковые выводы холодного катода, управляющего электрода н анодного
блока электрически разделяются керамическими цилиндрами.

Магнитное поле, вектор напряженности которого параллелен оси прибора,
как и в магнетроне, создается внешними магнитами. '

Анодная колебательная си
страдательное напряжение, а
на управляющий электрод —
тоже отрицательное напряже-
ние, но несколько меньшей ве-
личины, так что между като-
дом н этим электродом сущест-
вует ускоряющее поле.

Принцип действия митрона
практически тождествен прин-
ципу работы многорезонаторно-
го магнетрона. Митрон тоже
работает, как правило, в режк-
же я-колебании; так же как
и в магнетроне, в пространстве
взаимодействия формируются
электронные спицы, вращаю-

обычно заземляется, на катод подается

щиеся синхронно с высокоча-

стотным полем, протекают те
же процессы энергетического
взаимодействия электронов с
полем, при которых они отдают
волне потенциальную энергию.

Отличие заключается в не-
сколько ином, нежели в магне-

Рис. S-16. Устройство (а), анодный блок
(б) и схема включения (е) митрона в коле-
бательную систему.

Г — штыри замедляющей системы; 7 — дисковые
выводы; 3 —катод; 4—управляющий электрод;

5 — холодный катод; 6 — вывод холодного катода:
7 — керамические цилиндры; 8 — магниты.

троне, электрическом режиме,
который обеспечивается выне-
сенным из пространства взаимодействия эмиттирующнм катодом и использова-
нием дополнительной внешней низкодобротной колебательной системы. Эти от-
личия обусловливают возможность электронного управления частотой колебаний
при изменении анодного напряжения. Поэтому митрон иногда в литературе назы-
вают магнетроном, настраиваемым напряжением.

В нитроне, по сравнению с магнетроном, существенно уменьшена доброт-
ность Q колебательной системы. Это достигнуто за счет использования замед-
ляющей системы типа встречных штырей, Системы более широкополосной, чем
замкнутая цепочка объемных резонаторов в магнетроне, а также подключением
внешней колебательной системы, например в виде отрезка волновода. Уменьшение
Q естественно сопровождается снижением уровня энергии, запасаемой в контуре,
а следовательно, уменьшением амплитуды высокочастотных колебаний и, что
особенна существенно, уменьшением реактивной составляющей тока контура.
Вполне понятно, что уменьшение амплитуды высокочастотного поля в контуре,
г. е. в зазоре между штырями требует снижения плотности объемного заряда
в пространстве взаимодействия, так как в противном случае процесс формиро-
вания и фазовой фокусировки спиц будет неэффективным. В митроне уменьшение
объемного заряда в пространстве взаимодействия достигается, главным образом.
н^'гчет конструкции кЛодвого узла. Число электронов, попадающих в прост-
ранство взаимодействия, регулируется потенциалом 1/т,* управляющего электро-
да. Экспериментальные исследования показали [Л- 7], что при снижении платно-
сти объемного наряда степень модуляции электронного потока по плотности воз-
растает. Иначе говоря, уменьшение числа электронов, поступающих в простран-
ство взаимодействия, приводит в основном к снижению числа нерабочих элек-
тронов; плотность же объемного заряда в спицах уменьшается значительно мень-
ше. Оптимальный режим работы ыитрОна достигается в том случае, Когда
величина анодного тока равна примерно одной трети от тока, обусловленного
поступлением элжгронов через отверстие в управляющем электроде.	i

Очень важно, что при таком .режиме образования объемного заряда в про-'
СТрайОтве взаимодействия величина анодного тока оказывается ограниченной.
Иными словами, увеличение анодного напряжения не -может привести к сущест-
венному росту анодного тока.

Рис. 5-17. Зависимости выход-
ной мощности, тока и частоты
колебаний от анодного напря-
жения.



Рир. 5-18. Зависимости выходной
мощности, тока -и частот^ колеба-
ний от напряжений на управляю-
щем электроде.

С изменением величины анодного напряжения в митроне, 'как и в магнетро-
не, нарушаются условия синхронизации вращения сверхвысокочастотного поля
и электронных спиц. Появляется сдвиг фаз между электрическим полем и элек-
тронным током, возникает реактивная электронная проводимость. Для выполнения
баланса фаэ при новом значений 17» реактивная проводимость резонатора также
должна измениться. Это изменение, естественно, повлечет за собой изменение
частоты колебаний. Но в магнетроне, где в силу высокой добротности реактив-
ный ток резонатора значительно больше реактивной составляющей электронного
тока, это изменение частоты невелико. В интроне же с низкодобротной колеба-
тельной системой изменение частоты оказывается значительным.

Кроме того, в силу ограничения тока в цитроне изменение анодного напря-
жения и частоты колебаний не сопровождается, как это было в магнетроне
(см. рис. 5-14), резким изменением мощности.

Рабочие характеристики и параметры. В качестве основных характеристик
митрона используются зависимости и со=ф(У»)
(рис. 5-17).

Ширина полосы Дш электронной перестройки частоты зависит от конструк-
ции прибора и может изменяться для метровое разных типов от 15% относи-
тельно средней рабочей частоты до октавы (им»мс/<Дмен«2) и более. Расшире-
ние полосы Дш неизбежно сопровождается уменьшением выходной мощности
Р»ых и к. р. а.

Так, в относительно узкополосных митронах величина выходной мощности
измеряется единицами или десятками ватт при изменении значения Рвых в диа-
пазоне перестройки частоты яе более чем на 2—3 дб я к. п. д. до-40%.

1С6
При расширении полосы Ло до октавы выходная мощность уменьшается до
0,6—3 вт, в к. й. д. снижается до 15—25%.	>'

Величина выходной Мощности в нитроне может регулироваться с помощью
напряжения 1/,.» на управляющем электроде. Однако с увеличением U,.* неиз-
бежно меняется и частота генерируемых колебаний (рис. 5-J8).

Степень изменения частоты при изменении напряжений 17» и vy.s не различна.
Крутизна S кривой «==^>(С7.) составляет 0,5—5 мгц]в, а крутизна 5У., не пре-
вышает 0,9 мгц/в. Нитроны используются, главным образом, в качестве мало-
мощных гетеродинЬв. По уровню собственных шумов они в настоящее время ус-
тупают отражательным клистронам и лампам обратной волны типа О.

Глава шестая

ЛАМПЫ БЕГУЩЕЙ И ОБРАТНОЙ ВОЛНЫ ТИПА М

6-1. УСИЛИТЕЛЬ НА ЛАМПЕ БЕГУЩЕЙ ВОЛНЫ ТИПА М
(МАГНЕТРОННЫЙ УСИЛИТЕЛЬ)

Определение. Магнетронным усилителем называют электрон-
ный прибор, в котором усиление электромагнитной волны, распро-
страняющейся по замедляющей системе, осуществляется за счет
ее длительного взаимодействия с электронным потоком, движу-

Рис. 6-1. Устройство магнетронно-
го усилителя.

щимся в скрещенных электричес-
ком и магнитном полях. Усиление
сигнала может быть получено за
счет взаимодействия электронов
как с прямой, так и с обратной
пространственной гармоникой.

Устройство магнетронного уси-
лителя бегущей волны показано
на рис. 6-1, а. Электромагнитная
волна, подлежащая усилению,

Рнс. 6-2. Система «короткой оптики».

подводится к прибору по входной коаксиальной или волноводной
лийкк и распространяется по замедляющей системе. Через выход-
ную линию усиленные колебания отводятся в нагрузку. 
Постоянное электрическое поле образуется за счет разности
потенциалов между замедляющей системой, на которую подается
положительное относительно катода напряжение Ut>, и отрицатель-
ным электродом или, как его называют, холодным катодом, нахо*
дящимся под отрицательным напряжением. В магнетронных уси-
лителях чаще всего используются замедляющие системы в виде
гребенки или же лестничного типа.

Постоянное магнитное "поле создается внешней магнитной сис-«
темой; вектор В магнитной индукции перпендикулярен вектору
напряженности постоянного электрического поля. ' j

Электронный поток чаще всего формируется специальной си-i
стемой электродов, носящей наименование системы «короткой оп~1
тики». Электроны, вылетая с поверхности катода в виде узкой лен-1
ты, расположенной перпендикулярно оси прибора, попадают^
в скрещенные электрическое, и магнитное поля. В этой части при-,
бора постоянное электрическое поле формируется управляющим,
электродом {дополнительным анодом), на который подается поло-а
жительное относительно катода напряжение иЛ, несколько мень-*
шее напряжения U$. Величина подбирается такой, чтобы элект-1
роны, двигаясь по циклоидальной траекторий, приходили бы к на-;
чалу замедляющей системы в вершине витка циклоиды. Попадая:
затем в пространство взаимодействия между замедляющей си-'
стемой и отрицательным электродом, они взаимодействуют с элект-;
ромагнитной волной и удаляются на коллектор и частично на за-1
медляющую систему.	*

В реальных приборах система электродов магнетронного усили-,
теля имеет кольцеобразную форму (рис. 6-1,6). Это позволяет;
уменьшить габариты прибора и упрощает требования к конструк-
ции магнитной системы, которая должна обеспечить создание од-
нородного магнитного поля.

Как видно из рис. 6-1,6, в магнетронном усилителе замедляю-
щая система и электронный поток не замкнуты.

Принцип действия. Работа магнетронного усилителя базирует-
ся на физических процессах взаимодействия электронов, движу-
щихся в скрещенных электрическом и магнитном полях, с неодно*
родным электрическим полем волны. Эти процессы были подробно
рассмотрены в гл. 4, поэтому напомним лишь вкратце основные по-
ложения. Движение электромагнитной волны вдоль замедляющей
системы сопровождается образованием вблизи поверхности замед-
ляющей системы неоднородного электрического поля (рис. 4-8),
Под воздействием поперечной составляющей этого поля электроны
в потоке формируются в сгустки вокруг электрона, находящегося
в максимуме тормозящего поля. Влияние продольной составляю-
щей приводит к отбору «рабочих» электронов в сгустках и посте*
пенному их смещению в процессе движения от отрицательного?
электрода к замедляющей системе. В результате такого движения)
электроны теряют потенциальную энергию, отдавая ее полю вол-j
ны. Передаваемая полю энергия тем больше, чем больший путь
проходят электроны по направлению оси у от отрицательной
электрода к замедляющей системе. Увеличить существенно рас-
стояние между этими электродами нельзя, так как- поле электро-
магнитной волны быстро затухает по мере удаления от поверхно-
сти замедляющей системы. С целью передачи наибольшей энергии
электронный поток в виде плоского луча вводится в простран-
ство взаимодействия прижатым к управляющему электроду. Дви-
жение в скрещенных полях электронов,1 обладающих начальной
скоростью, отличной от нуля, описывается уравнением трохоиды
(4-29) и (4-30). При определенных условиях трохоидальная тра-
ектория превращается в прямую. При этом радиус производящей
окружности равен нулю. Из уравнения (4-35) легко видеть, что
/?п=0 при условии

% = 0	<6-0

И

а — ОцОо^О.	(6-2)

Подставляя (6-2) в (4-29) и учитывая, что а—еб/т и <оц=
—еВ1т, получим:

Электроны движутся вдоль оси г прибора равномерно со ско-
ростью движения центра производящей окружности.

.Условие (6-1) выполняется в том случае, если ускоряющий
потенциал С/а, определяющий скорость электронов в вершине вит-
ка эпициклоиды, точно равен потенциалу синхронизации U,—
потенциалу той плоскости, в которую попадают электроны при

входе в пространство взаимодействия. Поскольку оа=

зная величины € и В, легко определить нужное значение напря-
жения на дополнительном аноде

Таким образом, электроннооптическая система типа короткой
оптики должна обеспечить инжекцию электронов в пространство
взаимодействия с нужной начальной скоростью и по возможности
ближе к плоскости отрицательного электрода. При дальнейшем
движении ’ электроны, как уже было сказано, взаимодействуют
с переменным электрическим полем, группируются в сгустки
и, постепенно поднимаясь к замедляющей системе по почти пря-
молинейным траекториям, передают полю значительную часть по-
тенциальной энергии.

Во избежание самовозбуждения усилителя, в связи с возмож-
ными отражениями волны от входной и выходной линий, в магне-
тронный усилитель, как и в лампу бегущей волны типа О, вводит-
ся специальный поглотитель. Величина его затухания выбирает-
ся из тех же соображений, что н для усилителя на ЛБВ типа О
(см. § 3 4).
Анализ взаимодействия электромагнитной волны с электрон-
ным потоком в магнетронном усилителе показывает, что по мере
распространения от коллектора к выходу амплитуда волны кара-.
стает по закону

=	(6-5)

Здесь вгМо и 6гм1—амплитуды волны у катодного и коллектор-
ного концов прибора соответственно;

а = — D;	(6-6)

»фо.

D _ 1 /ls£s^-	(6-7)

Т

— параметр усиления;

Сфо—фазовая скорость волны, равная в условиях синхронизма
скорости движения электронов: ®фо=пв; 6 — напряженность по-
стоянного электрического поля в пространстве взаимодействия;
/?с — сопротивление связи, определяемое выражением <1-16)..

Параметры и характеристики. Помимо номинальных парамет-
ров, регламентирующих электрический режим работы магнетрон-
ного усилителя, таких как напряжение £/я или ток /я накала, на-
пряжения U&, U09 и’ U4 на электродах прибора, величина В индук-
ции магнитного поля, важное значение имеют параметры и
характеристики, определяющие усилительные свойства прибора:
•коэффициент усиления/ максимальная выходная и минимальная
входная мощности сигнала, к.п.д., полоса рабочих частот и др.

Коэффициент усиления. В магнетронном'усилителе, как и в уси-
лителе на JIB В типа О. для коэффициента усиления можно запи-
сать:

K, = 20lg-fi^, дб.	(6-8)

Или с учетом (6-5) запишем:

Кр = 20lgea‘ == 20al 1g е « 8,68а/, дб.	(6-9)

Подставляя сюда (6-7) ,и учитывая, что <о/ооф=2лАв, где ла—
длина волны в замедляющей системе, перепишем (6-9) в виде

K^MfiDN, дб.	(6-10)

Здесь, как и ранее, N=//%B.

Потери энергии в магнетронном усилителе составляют пример-
но 6 дб. Кроме того, как уже было сказано выше, для устранения
возможности самовозбуждения в усилитель вводится специальное
поглощающее устройство. Если затухание в этом поглотителе рав-
но L дб, то окончательно для коэффициента усиления можно за-
писать:

Кр = 54,6 DN—6—L, дб.	(6-11)

В реальных лампах коэффициент усиления достигает 40 дб
и более.
Амплитудная характеристика. Как видно из выражений (6-5)
и (6-10), амплитуда-колебаний на выходе .усилителя и величина ко-
эффициента усиления возрастают пропорционально величине вход-
ного сигнала и длине пространства взаимодействия. Эти зависимо-
сти справедливы лишь для относительно малых входных сигналов,
когда отклонение электронного потока вдоль-осн у по направлению
от холодного катода к замедляющей системе в конце лампы мень-

ше расстояния между этими
электродами. Электроны в
этом случае попадают на
коллектор. По мере роста
сигнала на входе это откло-
нение увеличивается, элек-
троны в конце замедляющей
системы все больше прибли-
жаются к ее поверхности и
все большая часть их потен-

Рис. 6-3. Зависимости коэффициента усиле-
ния, выходной мощноста н к.п.д. от вели-
чины ВХОДНОЙ МОЩНОСТИ.

циальиой энергии передает-
ся волне. Коэффициент уси-
ления растет. При некото-
ром значении входного.сиг-
нала электроны в конце сво-

его пути отклоняются от холодного катода настолько, что.попадают
на замедляющую систему, а не на коллектор. При этом полю пере-
дается наибольшая доля потенциальной энергий

,	E„ — neU9t	(6-12)

где п — число электронов, Uo — разность потенциалов между от-
рицательным электродом и замедляющей системой.

Коэффициент усиления достигает максимальной величины.

Дальнейшее увеличение входного сигнала не сопровождается
увеличением энергии, передаваемой от электронов полю. Величина
Еа остается неизменной; меняется лишь—приближается ко вхо-
ду — область попадания электронов на замедляющую систему. Ко-
эффициент усиления при этом уменьшается, так как с возрастани-
ем сигнала на входе мощность выходного сигнала стремится К не-
которому постоянному значению. Усилитель работает в режиме
насыщения. Характеристики, иллюстрирующие рассмотренную-за-
висимость, приведены на рис. 6-3.

Электронный коэффициент полезного действия усилителя бе-
гущей волны М типа можно оценить на основании простых рассуж-
дений. Двигаясь в скрещенных полях со скоростью од перемещения
центра производящей, окружности, электроны попадают на поверх-
ность замедляющей системы с запасом кинетической энергии

£к = п-^-,	• (6-13)

где vR~e/B — скорость, определяемая потенциалом синхрониза-
ции Uв — потенциалом в плоскости вхождения электрона в замед-
ляющую систему.
Максимальная потенциальная энергия электронов в постоянном
электрическом поле между отрицательным электродом и замед-
ляющей системой определяется соотношением (6-12). Следователь-
но, электроны могут передать полю энергию

Д£ « Еп - £к = ne (Uo — U,).	(6-14)

Таким образом, электронный к.п.д. равен;

(6-15)

• £п	V<>

Учитывая связь между скоростью оч, потенциалом Uo и величи-
ной индукции магнитного поля, можно записать выражение для
электронного к.п.д. и в иной форме [Л. 11]:

(6-16)

В действительности же к. п. д. вследствие рассеяния электронно-
го потока, неидеальности траекторий и других причин несколько
ниже значения, которое может быть получено по соотношениям
(6-15) и (6-16). В реальных приборах г]эд«30-ь50%.

Величина -ц9п определяется не только режимом питания прибо-
ра, но и зависит от мощности входного сигнала (рис. 6-3,6).

При малых сигналах, когда усилитель работает в линейном ре-
жиме (до режима насыщения), с увеличением Рвх растет доля' по-
тенциальной энергии, отдаваемой электронами полю, наблюдается
возрастание величины т)ЭЛ- При значениях Рвх>Рммяи (рис. 6-3, а)
рост К.П.Д. замедляется.

Полоса рабочих частот — один из важнейших ’ параметров—
достигает в усилителях на ЛБВ типа М 20—30% от средней рабо-
чей частоты. Такой широкий диапазон рабочих частот, характер-
ный вообще для приборов длительного взаимодействия, определя-
ется, в основном, дисперсионной характеристикой замедляющей
системы. Однако по сравнению с ЛБВ типа О магнетронный усили-
тель с такой же дисперсионной характеристикой замедляющей си-
стемы обладает несколько более широкой полосой пропускания-
Это объясняется некоторым отличием скоростей электронов в раз-
личных «слоях» ленточного электронного луча, протяженность ко-
торого по оси у расширяется в областях формирования сгустков
(см. рис. 4-11). С изменением частоты входного сигнала условия
синхронизма движения с волной могут выполняться для электро-
нов, находящихся в различных горизонтальных «слоях».

Коэффициент шума. Вследствие возникающих в лампе пара-
зитных колебаний в области формирования электронного луча,
а также за счет возможного взаимодействия электронов с отражен-
ной волной уровень собственных шумов магнетронного усилителя
весьма велик. В большинстве приборов отношение мощности полез-
ного сигнала к мощности шумов не превышает 40 дб. Это обстоя-
тельство исключает возможность использования ЛБВ типа М для
усиления маломощных сигналов; основное применение эти прибо-
ры находят в качестве оконечных усилителей, развивающих мощ-
ность сигнала на выходе до нескольких мегаватт в импульсном ре-
жиме.

6-2. ГЕНЕРАТОР НА ЛАМПЕ ОБРАТНОЙ ВОЛНЫ-ТИПА М

Определение. Генератором обратной волны типа М (карей-
нотроном типа М) называют электронный прибор, в котором неза-
тухающие колебания сверхвысоком частоты поддерживаются за
счет передачи электромагнитной волне потенциальной энергии
электронов, движущихся в скрещенных полях и взаимодействую-
щих с обратной пространственной гармоникой этой волны.

Устройство генератора на лампе обратной волны (рис. 6-4) во
многом сходно с устройством магнетронного усилителя. Замедляю-
щая система обычно свернута в незамкнутое кольцо. Электронный
поток формируется с помощью системы типа <короткая оптика»,
описанной в предыдущем параграфе. Отличие заключается в отсут-
ствии входной линии. Мощность генерируемых колебаний отводит-
ся в нагрузку по выходной ливни, расположенной вблизи катода.
У коллекторного конца замедляющей системы располагается по-
глотитель, предназначенный для поглощения электромагнитной
волны, отраженной от выходной линии и катодного конца системы.

Параметры замедляющей системы выбираются такими, чтобы
основной была первая обратная гармоника. Кроме того, диапа-
зон электронной перестройки частоты должен быть по возможности
более широким. Чаще всего в ЛОВ типа М используется замедляю-
щая система типа встречных штырей.

Принцип действия. После разогрева катода и .включения рабо-
чих напряжений на электроды прибора электронный луч в виде уз-
кой ленты движется в пространстве взаимодействия: между замед-
ляющей системой и отрицательным электродом. Под воздействием
флуктуаций плотности электронного потока в замедляющей систе-
ме возникают слабые электромагнитные колебания. Основная —
обратная гармоника с наибольшей амплитудой воздействует на по-
ток электронов. Слабое вначале неоднородное электрическое поле
вызывает начальную модуляцию электронного потока по скорости
и одновременно за счет продольной составляющей вг (см. гл. 4)
заставляет электронный поток отклоняться к замедляющей систе-
ме. При этом электроны теряют потенциальную энергию, передавая
ее полю волны. Амплитуда электромагнитных колебаний возраста-
ет, увеличивается воздействие неоднородного электрического поля
на поток электронов и т. д. Процесс развивается до тех пор, пока
по условиям баланса мощностей в приборе не установится стацио-
нарный режим, при котором амплитуда электромагнитных колеба-
ний остается неизменной. Потенциальная энергия электронов пре-
вращается в энергию сверхвысокочастотных колебаний, часть кото-
рой расходуется на восполнение потерь в самом генераторе, а часть
отводится в нагрузку.

8—99

из
Механизм взаимодействия электронного потока-с высокочастот-
ным электрическим полем—формирование электронных сгустков,
отбор рабочих электронов, передача энергии полю волны—был
подробно рассмотрен в гл. 4. Следует лишь помнить, что в генера-
торной лампе электроны взаимодействуют с полем обратной гар-
моники, вектор Пф фазовой скорости которой совпадает с вектором
скорости движения электронов. А электромагнитная энергия пере-
носится всей волной в противоположном направлении: от коллек-
тора к катоду, так как вектор Огр групповой скорости направлен
навстречу вектору Оф.

Как будет -показано далее, закон изменения амплитуды элект-
ромагнитной волны вдоль замедляющей системы в ЛОВ типа ЭД

Рис. 6-4. Устройство генератора
на лампе обратной волны.

Рн<;. 6-5. Амплитуда поля суммарной
волны при различных значениях п.

/ — катод; 2 — дополнигедьвый анод;

3 —колодный катод; 4 — эаыеллякицая
система; 5—коллектор; в—поглотителе.

имеет косинусоидальный характер. Наибольшей величины ампли-
туда колебаний достигает в конце пути движения, всей волны —
у катодного конца замедляющей системы. Здесь и располагается
линия отвода высокочастотной энергии в нагрузку.

Таким образом, в генераторной лампе обратной волны типа М,
так же как в в ЛОВ типа О, существует цепь обратной связи в ви-
де электронного потока, взаимодействующего с волной через об-
ратную гармонику. В стационарном режиме электрическое поле
волны в прикатодной части воздействует на электронный поток,
формируя сгустки и нужную траекторию движения электронов.
В результате дальнейшего взаимодействия с волной электроны от-
дают ей свою энергию, которая и переносится волной снова по на-
правлению к выходной линии.

Часть энергии может отразиться от устройства для вывода
энергий. Такая отраженная волна, движущаяся от катода к кол-
лектору, не может существенно повлиять на работу лампы, так как
фазовая скорость ее обратной гармоники направлена навстречу
электронному потоку и, следовательно взаимодействие этой гармо-
ники с электронами отсутствует. Прямые же гармоники слабой от-
114
раженной волны невелики, и поле их прижато к поверхности за-
медляющей системы. Опасность для работы прибора может пред-
ставить лишь дважды отраженная волна, Т. е> волна, отразившаяся
от выходной линии, достигшая коллектора и вновь отразившаяся
от этого конца замедляющей системы. В ?том случае она сумми-
руется, сученой фазовых соотношений, с основной.волной и может
существенно повлиять на величину обратной рабочей гармоники:
При разных значениях сопротивления нагрузки этот эффект может
быть также различным в силу изменения модуля и фазы коэффи-
циента отражения. Для того чтобы исключить влияние характера
нагрузки на работу генератора, у коллекторного конца помещают
специальный поглотитель, в котором и рассеивается энергия отра-
женной волны.

Поле в замедляющей системе. Анализ показывает (Л. 11], что
в замедляющей системе волна может существовать лищь при усло-
вии, что ее амплитуда у коллекторного конца 62Mj*=0, а у катодно-
го она максимальна. Иначе говоря,' на длине I должно укладывать-
ся Нечетное число четвертей волн: (2м—1)л/2, где п—1, 2, 3 ...
(рис. 6-5). Закон изменения поля суммарной вдлны вдоль оси z
описывается выражением

=	(617)

где 62мо—амплитуда поля суммарной волны у катодного конца.
Величина под знаком cos представляет собой действительную часть
постоянной распространения волны: а=й>/оф<>Ог. Следовательно,
при z=/ имеем,

-Й-О1 = (2п-1)4-	(6-18)

Сфо	2

Отсюда, в частности, видно, что различным случаям распреде-
ления амплитуды волны вдоль линии -должны соответствовать при
/—const разные величины параметра усиления D или раййые зна-
чения электрических величин, определяющих этот параметр
[см. выражение (6-7)].

При каждом переходе кривой 6™—f(z) через нуль поле волны
как бы меняет фазу: чередование ускоряющих и тормозящих; Обла-
стей поля нарушается. На рис. 6-6 дана схематическая картина по-
ля для случаев л=1 и п=2; там же условно показаны кривые из-
менения амплитуды поля вдоль замедляющей системы. После про-
хождения кривой 62W=f(z) через нуль (точка А на рис. 6-6,6)
амплитуда поля вновь начинает нарастать, но чередование ускоря-
ющих и тормозящих областей поля противоположно- изображенно-
му на рис. 6-6,а, где кривая 62M=f(z) не меняет знака.

Условия самовозбуждения генератора на ЛОВ типа М, как
и всякого другого автогенератора, определяются условиями выпол-
нения баланса фаз и баланса мощностей.

Баланс фаз, как известно, определяется равенством фазового
угла целому числу 2л при обходе контура автогенератора. В лампе

8*	,	|15
обратной волны М-типа, как и в ЛОВ типа О, электронный поток
представляет собой цепь положительной обратной связи. Мы уже
отмечали выше, что установление в ЛОВ стоячих волн с косинусои-
дальным законом распределения амплитуд возможно лишь в усло-
виях холодного синхронизма (Vo=o«o). Иначе говоря, в лампе мо-
жет возникнуть лишь такая возмущенная волна, фазовая скорость
'которой равна скорости электронов. Сгустки электронов в ЛОВ
типа М образуются в максимуме тормозящего поля волны и дви-
жутся далее с неизменной скоростью, равной фазовой скорости вол-
ны. Следовательно, фазовый угол при обходе контура автогенера-
тора в стационарном режиме должен быть равен нулю.

Рис. 6-6. Картина поля.

« — при я—1; 6 — при ««=2.	•

Условия баланса мощностей определяют необходимую величину
энергии, которая должна быть передана от электронов полю. Эта
величина зависит от ряда факторов, определяющих эффективность
энергетического взаимодействия с волной, в том числе и от величи-
ны электронного тока. Пользуясь соотношением (6-18) и учитывая
выражение (6-7) для параметра усиления D, можно получить
[Л. 11] формулу для величины /п пускового тока — тока луча, ве-
личина которого необходима для возникновения колебаний в лампе
обратной волны в различных режимах;

Области генерации. Таким образом, в ЛОВ типа М, также как
и в других автогенераторах сверхвысокочастотных колебаний, су-
ществует несколько областей генерации, соответствующих различ-
ным законам изменения амплитуды поля волны вдоль замедляю-
щей системы и, следовательно, различным значениям п. Чем выше.,
номер области генерации, т. е. чем больше п, тем больше должен,
быть ток в лампе. Из (6-19) легко установить связь между пусков
выми токами высших областей генерации с величиной пускового
тока первой области

/Пя = (2п~1)«/;1,	(6-20)

где

I =
1,1	1€<оЯс№'

Увеличение пускового тока с возрастанием п легко объяснить
при рассмотрении физических процессов взаимодействия электро-
нов с волной в стационарном режиме генерации СВЧ колебаний.
При п—1 поле суммарной волны (рис. 6-6, а) не меняет фазы.
В начале пути электронов у катодного конца линии амплитуда по-
ля велика. Под воздействием сил поля происходит достаточно бы-
строе формирование электронных сгустков, которые по мере даль-
нейшего движения передают полю волны потенциальную энергию
и поддерживают колебания. В случае п=2 (рис. 6-6,6) электрон-
ный сгусток, образующийся, как известно, в тормозящей области
поля, пройдя точку А, где амплитуда поля равна нулю, оказывает-
ся далее не в тормозящей, а в ускоряющей области поля. Следова-
тельно, при дальнейшем движении начинается переформирование
электронных сгустков: они постепенно перемещаются относительно
волны на полпериода, возникая и формируясь'снова в тормозящих
областях поля, сдвинутых относительно поля в начальной, области
на угол л. Естественно, что эти процессы снижают эффективность
передачи энергии от электронов полю. Для передачи той же доли
энергии полю необходимо увеличить число электронов, т. е. увели-
чить ток 7ц. Нетрудно понять, что при п—3, когда поле волны на
пути I дважды меняет фазу, описанные процессы усугубляются.

Как видно из соотношения (6-20), пусковой ток для второй об-
ласти генерации должен быть в 9 раз больше тока /щ. В реальных
приборах, однако, за счет влияния объемного заряда отношение

К ряду особенностей работы ЛОВ М-тила приводит также влия-
ние, объемного заряда. Так, например, ток /п зависит от величины
ускоряющего напряжения 14>: с увеличением Uo пусковой ток рас-
тет почти линейно.

Другая, наиболее важная особенность заключается в изменении
частоты генерируемых колебаний при переходе из одной области
генерации в другую. При значении тока луча лампа может
одновременно генерировать колебания двух частот, перекрестная
модуляция которых приводит к возникновению ряда комбинацион-
ных частот. Спектр генерируемых колебаний расширяется, а амп-
литуда колебаний основной частоты резко уменьшается.

Параметры и характеристики. Для генераторных ЛОВ типа М,
как и для других приборов, в паспорте обычно, помимо параметров
номинального электрического режима (напряжений на электро-
дах, токов в их цепях, величины магнитного поля и др.), приводят-
ся важнейшие параметры и характеристики прибора как генерато-
ра сверхвысоких частот.
Выходная мощность. Величина РВЫх— мощности, развиваемой
в нагрузке, естественно зависит от эффективности энергетического
взаимодействия электронов с волной. Значительная часть мощно-
сти сверхвысокочастотных колебаний, возникающих в лампе (за
вычетом мощности, необходимой на поддержание незатухающих
колебаний), через выходную линию у катодного конца отводится
в нагрузку.

Как было показано выше, величина энергии, передаваемой
электронами полю, определяется величиной тока пучка /е, 'харак-
тером движения электронов в пространстве взаимодействия и др.
Как и в магнетронном усилителе, степень смещения электронов
в направлении к замедляющей системе (что определяет величину
потенциальной энергии передаваемой ими полю) зависит от вели-
чины поля волны в замедляющей системе. При малых амплитудах
поля электроны на длине пространства взаимодействия пе успева-
ют подняться к замедляющей системе и попадают на коллектор.
С увеличением тока луча Л> энергия, получаемая полем, возрастает,
увеличивается амплитуда колебаний, электроны смещаются по
реи у в конце линии на большую величину и в конце концов начи-
нают уходить на замедляющую систему. Дальнейший рост тока h
приводит лишь к перемещению области попадания электронов на
замедляющую систему по направлению к катоду. Процесс этот на
первый взгляд аналогичен рассмотренному выше применительно
к магнетронному усилителю для случая возрастания входного сиг-
нала. Однако это не так. В описанном для магнетронного усилите-
ля процессе ток луча /е оставался неизменным. Поэтому в режиме
насыщения энергия, передаваемая электронами волне, не меня-
лась; оставалась поэтому неизменной и выходная мощность сиг-
нала.

В процессе, рассмотренном только что для генераторной ЛОВ,
переход в режим насыщения происходит вследствие увеличения то-
ка луча In, т. е. увеличения числа электронов, взаимодействующих
с полем. Поэтому с ростом 10 даже в режиме насыщения продол-
жается увеличение мощности Рвых. Как видно- из рис. 6-7, эта за-
висимость имеет практически линейный характер.

В режиме больших амплитуд поля, когда отработавшие элек-
троны попадают на замедляющую систему, нарушается косинусо-
идальный характер зависимости 6ZM=f(z). В начале линии, до об:
ласти попадания электронов на замедляющую систему, амплитуда
поля существенно возрастает, а на остальной части линий падает.

Величина РЕЬ11 естественно зависит и от величины ускоряющего
потенциала Uo. Как видно из рис. 6-8, эта зависимость нелинейна
и в реальных приборах изменение Рвых в пределах изменения уско-
ряющего напряжения, необходимого для электронной перестройки
частоты, весьма существенно. Иначе говоря, в пределах рабочего
изменения частоты генератора мощность РВЫх может изменяться
в несколько раз.

Современные генераторы на ЛОВ типа М способны обеспечить
выходную мощность в непрерывном режиме порядка десятков ки-
че
 лойатт в дециметровом к единиц киловатт в сантиметровом диапа-
зоне.

Электронный коэффициент полезного действия ЛОВ типа М
может быть в силу идентичности процессов определен по формуле-
(6-15), приведенной для магнетронного усилителя:

По причинам, изложенным в § 6-1, величина электронного к.п.д.
с увеличением тока /о стремится к некоторой постоянной величине
(рис. 6-9). В зависимости от Uo (см. рис. 6-8) величина t)M сначала

Рис. 6-8, Зависимость выход-
ной мощности, частоты и
к и. д. от напряжения Vo.

Рис. 6-7. Зависимость
выходной мощности
от тока луча.

Рис. 6-9. Зависимость
к. п. д. от юка луча.

растет, а затем несколько снижается. Уменьшение электронного
к.п.д. с ростом Vo объясняется смещением плоскости, соответст-
вующей потенциалу Ue синхронизации по направлению к холодно-
му катоду, что при неизменном потенциале Va дополнительного
анода приводит к нарушению прямолинейности траекторий движе-
ния электронов.

Для реальных приборов т]Эи»50^-60%.

Электронная перестройка частоты. Серьезное достоинство ДОВ
типа М, впрочем так же как и ЛОВ О-типа, заключается в возмож-
ности электронного управления частотой генерируемых колебаний.
Физические процессы, лежащие в основе электронного управления
частотой в ЛОВ, были уже рассмотрены выше. Напомним о них
лишь вкратце. С изменением ускоряющего напряжения Uo меняет-
ся скорость Vo движения электронов: нарушаются условия холодно-
го синхронизма. Это влечет за собой, как видно из рис. 4-12, появ-
ление реактивной составляющей Рт мощности взаимодействия.
В результате фазовая скорость волны меняется, и если Дисперсия
замедляющей системы	то изменяется частота генери-

руемых колебаний. Как уже было показано в гл. 1,.|Дйсперсия для
всех обратных гармоник аномальна (<к»ф/д<1>>0). Поэтому с уве-
личением Uo и, следовательно, с ростом с»о частота со генерируемых
колебаний возрастает (рнс. 6-10).


Механизм электронного управления частотой в ЛОВ типа М
выгодно отличается от подобных процессов в ЛОВ типа О, где ско-

рость электронов о0=	2~ Uo Скорость перемещения центра

образующей окружности и, следовательно, скорость электронов
в приборах типа М прямо пропорциональна ускоряющему напря-
жению (va=G/B). Таким Ьбразом, для достижения такого же ко-
эффициента перекрытия диапазона б=о>макс/ымин в ЛОВ типа М
требуется значительно меньшее изменение напряжения f/e, нежели
в ЛОВ О-типа.

Рис. 6'10. Рабочие характеристики ЛОВ
а—кривые 4*=const. 6 — кривые Рвых—consi.

Кроме того, при условии линейности дисперсионной характери-
стики замедляющей системы зависимость a—f(Uo} также получа-
ется линейной, что немаловажно для ряда применений генераторов
с перестраиваемой частотой.

Рабочие характеристики генератора на ЛОВ типа М (рис. 6-10)
представляют собой семейства кривых ©=const;	const

и 7j=const, построенные в координатах t70=f(B). Изменение ве-
личин мощности РВых, частоты <й и электронного к.п.д. в зависи-
мости от соотношений Uo и В легко объяснить на основании физи-
ческих процессов, уже рассмотренных выше при обсуждении част-
ных зависимостей этих величин от параметров электрического ре-
жима.

Режим регенеративного усиления. Если лампу обратной волны
типа М снабдить входной линией у коллекторного конца (рис. 6-11)
и подвести через эту линию сверхвысокочастотные колебания, то
прибор может быть использован в двух новых режимах: как гене-
ратор, работающий в режиме жесткого самовозбуждения с внеш-
ним синхронизирующим сигналом, и как усилитель сверхвысркоча-
стотных колебаний.

Рассмотренные выше процессы описывают работу ЛОВ как ге-
нератора с мягким самовозбуждением, когда амплитуда генери-
руемых колебаний плавно нарастает от уровня шумов до стацио-
парною значения, определяемого величиной передаваемой элект-
ронами энергии. При подаче внешнего сигнала через входную
линию колебания в лампе могут возникнуть при токе луча Л>, значи-
тельно меньшем величины пускового тока. Объясняется это увели-
чением амплитуды поля волны у коллекторного конца системы
и повышением эффективности взаимодействия с ней электронов.
В стационарном режиме при этих условиях амплитуда волны су-
щественно возрастает, электроны быстро поднимаются к замедляю-
щей системе и попадают на нее недалеко от катодного конца.

Рис. 6-11. Устройство однокаскадного усилителя об.
ратной волны.

t — катод; 2 — дополнительный анод; 3 — холодный катод,
4 — замедляющая система: 6—коллектор.

При отключении синхронизирующего сигнала колебания не
срываются, уменьшается лишь выходная мощность. Генерация пре-
кратится только в том случае, если ток луча In снизить до величи-
ны, меньшей 1П- Таким образом, колебательная характеристика
имеет вид, характерный для жесткого режима самовозбуждения.
В режиме с синхронизирующим сигналом мощность генерируемых
колебаний возрастает на 20—30%.

При достаточно малых токах луча, далеких от величины /п. при-
бор, показанный на рис. 6-11, работает как усилитель с положи-
тельной обратной связью. Физические процессы, протекающие в та-
ком усилителе, аналогичны процессам в генераторной ЛОВ с тем
лишь отличием, что баланс мощности не выполняется и усилитель
обратной волны работает в режиме, далеком от самовозбуждения.

Достоинства такого усилителя заключаются в весьма высоком
коэффициенте усиления и возможности электронного управления
не только рабочей частотой, но и шириной полосы пропускания.

На рис. 6-12 представлены зависимости коэффициента усиления
от тока /0 луча и некоторого параметра Ь, пропорционального от-
носительному углу пролета <ро- Как видно из рис. 6-12, а, в услови-
ях холодного синхронизма величина коэффициента усиления Кр
стремится к бесконечности при приближении 70 к значению /п, что
соответствует режиму самовозбуждения в первой области колеба-
ний. Для случаев Э>0 (холодный рассинхронизм) кривые Кр=
имеют максимумы при /о</и. Это объясняется образова-
нием максимума поля волны на некотором расстоянии от катодного
конца. Чтобы этот максимум переместился к выходной линии, не-
обходимо уменьшить величину тока 10.
,• Величина относительного угла пролета <ро, а с ним и параметр
6» характеризующий степень холодного рассинхронизма, могут из-
меняться как в зависимости от скорости о0 движения электронов,
определяемой величиной ускоряющего напряжения 1/0, так в от
фазовой скорости волны, т. е. от частоты о усиливаемых колебаний,
если только дисперсия замедляющей системы не равна нулю. Та-
ким образом, изменяя Vo, а значит и о0. можно электронным путем
менять среднюю рабочую частоту усилителя, соответствующую
6=0 (рис. 6-12,6), Полоса пропускания усилителя, как это видно
из кривых на рис. 6-12,6, может регулироваться изменением вели-
чины Io-

Рис. 6-12. Зависимость коэффициента усиления от величины тока (в)
и параметра 6, пропорционального углу фо (б)

Однокаскадный усилитель обратной связи, изображенный на
рис. 6-11, не позволяет получить высокий коэффициент усиления
из-за нестабильности работы при токах, близких к 1а, а также
вследствие влияния волн, отраженных от входной и выходной
•линии.

Значительно более высокие параметры (^«20 дб; Да>«:2%)
могут быть получены при использовании двухступенчатого усили- 
теля обратной волны (рис. 6-13). Усиливаемый сигнал поступает
через входную линию в первую ступень усилителя и движется по
направлению к катоду. Его обратная гармоника, взаимодействуя
с электронным потоком, способствует образованию сгустков. У ка-
тодного конца колебания рассеиваются в специальном поглотите-
ле. Сгустки электронов поступают во вторую ступень и наводят
в ней электромагнитные колебания с частотой модуляция электрон-
ного потока, а следовательно, и с частотой входного сигнала. Па-
раметры замедляющей системы во второй Ьтупени, как и в первой,
таковы, что основной является первая обратная гармоника. Взаи-
модействуя с полем волны, электроны отдают ей свою потенциаль-
ную энергию. В месте, соответствующем максимуму амплитуды .
поля волны, колебания через выходную линию отводятся в нагруз-
ку. Наилучший режим работы усилителя достигается при раз лич-
ных укоряющих напряжениях в первой и второй ступенях. Рс» у
лируя величину напряжения на замедляющей системе во второй
ступени, можно изменять .полосу пропускания усилителя без замет-

Ряс. 6-13. Устройство двухкаскадного усилителя об-
ратной волны.

i —катод; 2 — дополнительный анод; S—холодный катод;

4 — замедляющая система; Б — коллектор; 6 — поглотитель.

ного снижения коэффициента усиления. Усилитель обычно работа-
ет при /о (0,64-0,7) /п; при меньших токах луча коэффициент
Кр-<1: усилитель превращается в ослабитель.

6-3. ПЛАТИНОТРОН (АМПЛИТРОН Н. СТАВИЛ ОТРОИ)

Определение, Платинотроном называют электронный прибор —
генератор или усилитель, в котором электронный иотЬк, движу-
щийся в скрещенных электрическом и магнитном полях, взаимо-
действует с обратной гармоникой волны, и отличающийся сочета-
нием незамкнутой замедляющей системы с замкнутым в коЛЫЮ
электронным потоком (рис. 6-14).

Платинотрон, используемый в усилительном режиме, обычно
называют амплитроном, а при использовании его в качестве гене-
ратора незатухающих колебаний—стабилотроном.

Устройство. Как видно из рис. 6-14, замедляющая система пла-
тинотрона, чаще всего лопаточной конструкции, свернута в незам-
кнутое кольцо. Трапециевидные вырезы между сегментами обра-
зуют объемные резонаторы, число которых обычно нечетяф. К сег-
ментам приварены две незамкнутых в кольцо связки, каждая ив
которых соединяет сегменты через один. Концы связок образуют
входную и выходную линии прибора. Пространство взанМоДёйСтаиЯ
образуется между торцами сегментов и помещенным В центре ци-
линдрическим катодом, боковая поверхность которого покрыта ак-
тивным слоем.

Таким образом, конструкция платинотрона очень похоже на
конструкцию многорезонаторного магнетрона й отличается лишь
незамкнутым многорезонаторным анодным блокбм! И наличием.
входной линии, образуемой в месте разрыва связок, Это отличие,
кажугцееся на первый взгляд мало существенным, в'Действительно-
сти резко изменяет частотные характеристики прибора. Узкого-
лосность анодного блока многорезонаторного маййгтрона опреде-
ляется не столько высокой добротностью каждого Из резонаторов,
сколько -замкнутым характером всей колебательной системы в це-
лом. Разрыв колебательной цепи в платинотроне, как будет пока-
зано далее, позволяет существенно расширить полосу усиливаемых
частот.

В то же время конструкция платинотрона отлична и от других
приборов типа М, имеющих незамкнутую колебательную систему,
например от магнетронного усилителя или лампы обратной ВОЛНЫ.
Различие это заключается в использовании центрального катода
и замкнутого в кольцо электронного потока. Поверхность катода
в платинотроне, заменяющая как бы поверхность холодного като-
да в магнетронном усилителе или в ЛОВ, является эмигрирующей
поверхностью. Это обстоятельство, как мы увидим далее, делает
амплитрон насыщейиым усилителем, в котором величина модули-
рованного по плотности электронного потока мало зависит от под-
водимого для усиления сигнала.

Как и в многорезонаторном магнетроне постоянное электриче-
ское поле образуется за счет разности потенциалов между колеба-
тельной системой, обычно заземляемой, и катодом, к которому под-
водится страдательное напряжение. Магнитное поле, вектор напря-
женности которого параллелен оси прибора, создается внешней
системой магнитов.

 Принцип действия. Физические процессы, лежащие в основе ра-
боты платинотрона, во многом сходны с процессами в многорезо-
наторном магнетроне. Однако имеются и существенные отличия.
Рассмотрим работу платинотрона в усилительном режиме.

Сигнал, подлежащий усилению, подводится через входную ли-
нию к замедляющей системе. При распространении электромаг-
нитной волны от входа к выходу осуществляется, как и в любой
замедляющей системе, ее замедление. Вдоль окружности системы
образуется бегущее поле обратной пространственной гармоники
волны, и в резонаторах наблюдается чередование ускоряющих
и тормозящих областей высокочастотного электрического поля.
Иначе говоря, фаза колебаний в двух соседних резонаторах отли-
чается на некоторый угол 0, величина которого зависит от частоты
усиливаемых колебаний и параметров замедляющей системы. В об-
щем случае угол 0 и при любой величине 0, если только длина
замедленной волны меньше длины I замедляющей системы
(что всегда выполняется), по окружности системы наблюдается пе-
риодическое чередование ускоряющей и замедляющей фаз электри-
ческого поля.

Соотношение величин постоянных электрического и магнитного
полей соответствует закритическому режиму, и электроны движут-
ся по эпициклоидальным траекториям. Как и в магнетроне, попа-
дая в область неоднородного электрического поля у ближайшего
резонатора, они подвергаются воздействию этого поля. Вблизи ре-
зонаторов с ускоряющим для электронов полем происходит отсеи-
вание нерабочих электронов: описав один виток эпициклоиды, они
возвращаются на катод. В замедляющих полях электроны, описы-
вая петлеобразные траектории, постепенно поднимаются к замед-
ляютцей .системе. Протекает процесс формирования электронных
спиц, которые, как и в магнетроне, при соответствующем выборе
величины постоянного напряжения, равного потенциалу синхрони-
зации, вращаются вместе с бегущим полем волны. В процессе это-
го движения электроны, поднимаясь к замедляющей системе, пе-
редают свою энергию полю волны. За время движения от входа
к выходу амплитуды волны увеличивается: происходит усиление
сигнала.

Процесс взаимодействия электронов с переменным полем при
образовании электронных спиц, условия движения электронов их

Рис. 6-14. Устройство платинотрона.
/ — катод; 2 — анодный блок

Рис. 6-15. Эквивалентная схема ко-
лебательной системы амплитрона (в)
и ее фазовая характеристика (б).

образующих, а также явление передачи электронами полю энергии
были подробно рассмотрены в гл. 4 и 5. В амплитроне они проте-
кают так же. Поэтому не останавливаясь на этих вопросах, под-
черйнем отличие процессов, протекающих в амплитроне, от подоб-
ных процессов в многорезонаторном магнетроне.

Основное отличие заключается в том, что при замкнутом в коль-
цо электронном потоке, характерном для обоих приборов, в ампли-
троне колебательная система не замкнута. Вследствие этого на од-
ном из участков, а именно вблизи того резонатора, где связки пе-
реходят во входную и выходную линии (назовем его выходным
резонатором), взаимодействие электронного потока с волной нару-
шается. Проследим мысленно за движением одной из электронных
спиц. Перемещаясь против часовой стрелки от первого резонатора
к предпоследнему (N— 1)-му, спица в конце пути попадает в вы-
ходной N~ii резонатор, где поле отсутствует. Попасть далее снова
в первый резонатор электронная спица должна в тот момент вре-
мени, когда поле в нем будет* тормозящим. В противном случае
механизм взаимодействия электронов с волной нарушится: спица
начнет разрушаться. Рассмотрим это условие, от которого зависят
величины рабочей частоты и полосы пропускания амплитрона, бо-
лее подробно.

Колебательная система амплитрона может быть представлен^
в виде двухпроводной линии, эквивалентная схема которой показа-1
на на рис. 6-15. Величины LM и Ссв представляют собой индуктив-5
ность л емкость связок на участке между двумя соседними сегмент
тами; величина ZH—полное сопротивление ячейки между точками
1 и 2'. Приведенная схема обладает свойствами полосового фильт-
ра, граничные частоты «ц.и полосы пропускания которого харак-:
теризуются соотношением реактивностей четырехполюсника.

Пользуясь известными методами теории цепей, можно опреде-
лить величину фазового сдвига в на ячейке

6'22>

где <в — частота сигнала, a coj—частота нижней границы полосы
пропускания.

Зависимость 6=f(<o) показана на рис. 6-15,6.	;

Угол в характеризует, как было отмечено, фазовый сдвиг меж-'
ду точками 1 и 2', принадлежащими разным связкам. При пересче-,,
те этого угла к пространству взаимодействия следует, учитывая;
противофазность токов в связках, к величине в добавить угол
Кроме того, необходимо учесть, что электронный поток взаимодей-’.
ствует с одной из пространственных гармоник волны, фазовые сдви-.;
ги которых на периоде замедляющей системы отличаются на 2лп,;
где п — номер гармоники.

Таким образом, фазовый сдвиг волны между двумя соседними'
сегментами равен;

? =6 + л 4- 2лп.	(6-23).

Обычно в амплитроне электронный поток взаимодействует
с первой обратной гармоникой (п=—1).

Следовательно,

Ф — л —в.	(6'24)

Отсюда легко получить выражение для фазовой скорости

%-П я-в и длины волны в замедляющей системе .	‘ 2ж1  ла ~	X •  п — в	(6-25)  (5-26)

Условие синхронизма. Для эффективного взаимодействия
электронов с волной в скрещенных полях, требуется соблюдение’
условий синхронизма, т. е. скорость электронов должна быть равнз*
фазовой скорости гармоники:	,
Как известно, выполнение этого условия при замкнутом коль-
цевом потоке для магнетрона обеспечивается необходимой вели-
чиной анодного напряжения, равного потенциалу синхронизации

рЦ’.

* е \М.)

Напомним, что параметр k определяет число периодов высоко-
частотного колебания, в течение которых электронная спица совер-
шает полный оборот. Для амплитрона

A = JW=^-e)	}

2к 2л

Таким образом, величина потенциала синхронизации в ампли-
троне равна:

U, = 12тл«с*_ Г-2л^---1’	„эд

с «I А'Ця—О) J	1

Аналогично, подстановкой в (5-13) выражения (6-28) может
быть определена величина порогового напряжения

<6ЭД

при превышении которого отработавшие электроны удаляются из
спиц на замедляющую систему.

Однако для амплитрона ввиду незамкнутое™ его колебатель-
ной системы выполнения этого условия недостаточно. Как уже бы-
ло сказано выше, необходимо, чтобы электронная спица, совершив
полный оборот, попала в первый резонатор в тот момент, когда
там фаза поля будет такой же, как и при предыдущем проходе
спицы. Иначе говоря, число й=ДГф/2л должно быть обязательно
целым числом, т. е.

ДОФ = 2л£,	(6-31)

где А=0,1,2...

Вполне понятно, что это второе условие для амплитрона задан-
ной конструкции и определенного электрического режима может
быть удовлетворено лишь при некоторых значениях угла <р. а зна-
чит и при определенных частотах усиливаемого сигнала.

Из (6-31), имея в виду (6-24), нетрудно определить нужные зна-
чения сдвига фаз в ячейке замедляющей системы

6 = л(1— 2kfN).	(6-32)

Лолдса усиливаемых частот. В реальных условиях, естественно,
могут быть допущены некоторые отклонения Дб угла в от величин,
определяемых соотношением (6-32). Важно, чтобы, величина Дв
не превышала ±зг/2; в противном случае электронная спица после
одного оборота попадет в поле с неудовлетворительной фазой.

Таким образом, формулу (6-32) можно записать в виде

е-яГ1-2№±‘,)1.	(б-зз)

L N J

где q—Дв/2л.
Зная закон e=f(<a) (рис. 6-15,6) и пользуясь выражением
(6-33), можно определить частоты, на которых амплитрон будет
работать в усилительном режиме. На рис. 6-16 показаны не только
оптимальные значения 0 и о для двух различных величин k, но
и рабочие области частот До», ограниченные допустимым фазовым
сдвигом Д0^±л/2 (на рис. 6-16 Дв=п/4).

Таким образом, незамкнутый характер колебательной системы
делает возможным работу амплитрона в достаточно широкой поло-

Рис. 6-1 в. К определению полосы
рабочих частот.

Рис. 6-17. Амплитудная характеристи-
ка амплитронного усилителя.

се частот, величина которой в реальных приборах составляет
6—10% от средней рабочей частоты.

Амплитудная характеристика амплитронного усилителя показа-
на на рис. 6-17. Анализ этих зависимостей позволит нам рассмот-
реть особенности работы амплитрона в усилительном режиме,
а также основных параметров этого прибора.

Предположим вначале, что сигнал на входе амплитрона отсут-
ствует, а на его электроды поданы рабочие напряжения. Поток
электронов, движущихся в пространстве взаимодействия, может
возбудить в замедляющей системе случайные колебания. Под вли-
янием поля одной из гармоник возникшей волны начнется форми-
рование электронных спид, электроны будут передавать энергию
волне, поле которой возрастет, и т. д. Самовозбуждению колеба-'
ний в приборе способствует наличие положительной обратной свя-
зи, роль которой выполняет электронный поток. Возникшие коле-
бания будут иметь случайный характер:- их частота и амплитуде
будут зависеть от множества причин (флуктуаций тока эмиссий,
несимметричности колебательной системы и пр.),

Подадим теперь на вход прибора сигнал, подлежащий усиле-
нию с частотой <о, удовлетворяющей условию (6-33). Если его
мощность невелика, то регулярное поле сигнала несущественно
повлияет на достаточно сильное поле случайных' колебаний;
плитрон по-прежнему будет генерировать колебания со случайной
амплитудой ц частотой. Только при достаточной мощности входно»
го сигнала его поле станет доминирующим. Под его воздействием
начнется формирование электронных спиц вблизи соответствую-
щих сегментов и их синхронное вращение с полем сигнала. Поле
усиливаемой волны будет нарастать по мере движения вдоль за-
медляющей системы, и на выходе появится усиленный сигнал с ча-
стотой л>. Случайные колебания вследствие невыполнения прежних
условий фазового баланса сорвутся. Амплитрон будет работать по-
добно генератору в режиме принудительной синхронизации от
внешнего источника.

Рассмотренными процессами объясняется наличие на ампли-
тудной характеристике заштрихованной области, лежащей выше
пунктирной кривой. Для любой точки этой части плоскости выход-
ная мощность случайных колебаний настолько велика, что соот-
ветствующей мощности входного сигнала недостаточно для уста-
новления упорядоченного процесса, соответствующего усилению
сигнала с частотой ы. Так, например, усиленный сигнал с частотой
ю и мощностью Р вЫХ может быть получен на выходе амплитрона
лишь ,в том случае, если м и если при этом мощность, под-
воде мая к прибору от источника постоянного напряжения, не бу-
дет превышать Рс, Соответствующей кривой, проходящей через точ-
ку А.

Это второе условие характеризует другую существенную осо-
бенность работы амплитрона как насыщенного усилителя. •

В усилителе на ЛБВ типа М с незамкнутым электронным пото-
ком величина переменной составляющей конвекционного тока луча
растет с увеличением амплитуды поля сигнала: по мере взаимодей-
ствия с полем волны сгустки становятся все плотней. Увеличение
амплитуды переменной составляющей тока приводит в свою оче-
редь к росту амплитуды поля за счет увеличения эффективности
взаимодействия и т: д. В результате амплитуда волны при движе-
нии по замедляющей системе нарастает по закону гиперболическо-
го косинуса.	.

В амплитроне этот процесс протекает несколько иначе. На вход
замедляющей системы вращающиеся спицы приходят уже сформи-
рованными за счет их взаимодействия с усиленным полем волны
в последних резонаторах. Поэтому в установившемся режиме уси-:
леиия амплитуда переменной составляющей тока почти не меняет-
ся с ростом амплитуды поля волны. Вследствие этого и сама ам-
плитуда. волны меняется при движении от входа к выходу не по
закону гиперболического косинуса или экспоненциальному закону,
как в ЛБВ типа О, а по линейному закону. Величина энергии, по-
лучаемой волной, как известно, измеряется разностью потенциаль-
ной энергии электронов в конце и начале пути взаимодействия. По-
скольку амплитрон работает при анодных напряжениях 1/а>17Ц1
все электроны попадают на анод и суммарная мощность, получае-
мая волной от электронного потока, пропорциональна (с учетоц
9-99	129
электронного к.п.д.) мощности Ро~/о^о, подводимой от источни-
ка питания.

Таким образом, в режиме автогенерации мощность случайных
колебаний тем больше, чем выше Ро, и тем более высокая мощ-
ность входного сигнала требуется для синхронизации прибора
и установления упорядоченного процесса. Это обстоятельство ил-
люстрируется на амплитудной характеристике семейством кривых
Ро=const. Так, например, при некотором значении Рих мощность
^вых растет с увеличением Ро.

На рис. 6-17 нанесены также линии постоянного коэффициента
усиления Kjj=const, позволяющие наглядно показать уменьшение

Рис. 6-19: Схема включения стаби-
литрона.

/ — фазовращатель; 2 — согласованная
нагрузка; 3 — резонатор: 4— рассогла-
сующее устройство.

коэффициента усиления Кр, величина которого при Ро=const стре-
мится к нулю с ростом мощности входного сигнала. Объяснение
этому можно найти в рассмотренных выше особенностях работы
амплитрона в усилительном режиме. Обычно в номинальном режи-
ме величина КР амплитрона не превышает 10—15 дб.

Рабочие характеристики. Для амплитрона, как и для многоре-
зонаторного магнетрона, приводятся обычно рабочие характери-
стики (рис. 6-18), представляющие собой семейства кривых В=
=const; PBbix=const и t)=const, построенные в координатах
Объяснение вида этих кривых было дано в гл. 5 для мно-
горезонаторного магнетрона. Не повторяя еще раз этого объясне-
ния, отметим лишь, что для амплитрона — насыщенного усилите-
ля — величина к. п. д. достигает 90% и более.

Вследствие рассмотренных выше особенностей амплитрон ча-
ще всего используется в оконечных многоступенчатых усилителях
мощности.

Стабилитрон. Схема включения платинотрона в случае его ра-
боты в качестве автогенератора показана на рис. 6-19. Как уже бы-
ло сказано, платинотрон в таком режиме работы называют стаби-
литроном. Это название подчеркивает высокую стабильность ча-
стоты генерируемого сигнала и значительно меньшее, чем у маг-
нетрона, смещение частоты под влиянием меняющегося характера

нагрузки.

Во входную линию амплитрона включены фазовращатель, вы-
сокодобротный стабилизирующий резонатор и согласованная на-

грузка; в выходную линию — специальное рассогласующее уст
ройство.

При возникновении случайных колебаний часть мощности отра

жается от рассогласовате-
ля, проходит по замедляю-
щей системе и попадает на
ВХОД резонатора. Коэффи-
циент отражения от входной
плоскости резонатора бли-
зок к единице только для
тех колебаний, частота ко-
торых близка к резонансной
частоте соо контура. Таким
образом, цепь положитель-
ной обратной связи, когда

Рис. 6-20. Кривые зависимости фазового
угла во.е от частоты.

дважды отраженная волна снова поступает в замедляющую систе-
му прибора, замыкается только на частотах, близких ио. На других
частотах условия баланса мощностей не выполняются. Необходи-
мые условия для выполнения баланса фаз выполняются с помощью
фазовращателя во входной цепи прибора.

Высокая стабильность частоты колебаний обеспечивается за
счет резкой зависимости от частоты фазы ф коэффициента отра-
жения от входной плоскости резонатора. С изменением ф вблизи
резонанса резко меняется и полный фазовый угол в0.с в цепи
обратной связи. На рис. 6-20 представлены зависимости 0о.с от
частоты для показанной на рис. 6-19 схемы и для случая, когда
стабилизирующий резонатор отсутствует (пунктирные прямые).
Как видно из рис. 6-20, одно и то же изменение угла Д60.с в силу
любых причин вызывает в схеме со стабилизирующим резонато-
ром значительно меньшее изменение частоты (Дшс>), нежели в
случае его отсутствия (Д<онест).

ЛИТЕРАТУРА

I.	Фиск Д-, Хагструм Г.. Гатман П. Магнетроны. №.. «Советское
радио», 1948.

2.	Коваленко В. Ф. Введение в электронику сверхвысоких частот. М.,
«Советское радио», 1955.

3.	Бычков С. И. Магиетронные передатчики. М., «Воеииздат», 1955.

4.	Гвоздовер С. Д. Теория электронных приборов сверхвысоких ча-
стот. М., Гостехиздат, 1956.

5.	Кацман Ю. А. Вопросы теории многорезонаторных клистронов, М.,
Связьиздат, 1958.
j'- 6. Шевчик В. Н. Основы электроники сверхвысоких частот. М„ «Совет-
ское радио», 1959.

7.	Электронные сверхаысоксчастотные приборы со скрещенными полями,
т. I, П, М., Изд-во иностр, лит., 1961. 

8.	Лебедев И. В. Техника и приборы сверхвысоких частот, т. I, II. М.»
«Энергсяздят», 1961.

9.	Троша но в Н. А. Радиоаппаратура на лампах бегущей волны, М.»
Судпромгиз, 1961.

10.	Кукарин С. В. Современное состояние н тенденции развития при-
боров СВЧ, М., «Советское радио», 1962.

11.	Стальыахов В." С. Основы электроники сверхвысокочастотных
приборов со скрещенными полями. М.» «Советское радио», 1963.

12.	Клеен В., Пёшль К- Введение в электронику сверхвысоких частот,
т. I, II, М., «Советское радио», 1958.

13.	Сретенский В. Н. Основы применения электронных приборов сверх-
высоких частот. М., «Советское радио», 1963.

14.	Альтшулер Ю. Г., Татаренко А. С. Лампы малой мощности
с обратной волной. М., «Советское радио», 1963.

15.	Хайко в А. 3 Мощные усилители на многорезонаторных клистронах.
М., «Связь», 1964.

16.	Цейтлин М. Б., Кац А. М. Лампа с бегущей волной, М., «Совет-
ское радио», 1964.

17.	Тараненко 3. И., Трохнменко Я. К- Замедляющие системы.
Киев, «Техника», 1965.

18.	Силин Р. А., Сазонов В. П. Замедляющие системы. М., «Совет-
ское радио», 1966.

19.	Самсонов Д. Е. Основы расчета и конструирования многорезойатор-
Ных магнетронов. Мч «Советское радио», 1966.

20.	Бычков С. Й. Вопросы теории и практического применения приборов
магнетронного типа. М., «Советское радио», 1967.

21.	Гайдук В. И., Палатов К. И-. Петров Д. М. Физические основы
электроники сверхвысокий частот. «Советское радио», 1971.

22.	Уотсон Г. СВЧ-полупроводниковые приборы и их применение. Перевод
под ред. В. С. Эткина. «Мир», 1972.
РАЗДЕЛ ВТОРОЙ

КВАНТОВЫЕ ПРИБОРЫ СВЧ
И ОПТИЧЕСКОГО ДИАПАЗОНА

Глава седьмая

ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ РАБОТЫ

КВАНТОВЫХ ПРИБОРОВ

7-1. ОСОБЕННОСТИ КВАНТОВЫХ НРИБОРОВ

Определение. Квантовыми называют -приборы, в которых для
различного рода преобразований электромагнитных колебаний
используется энергия, связанная с квантовыми переходами частиц,
входящих в единый ансамбль (молекула, кристалл твердого Тела,
газ и др.).

В отличие от электровакуумных электронных приборов, в кото-
рых преобразование энергии источника питания в энергию электро-
магнитных колебаний осуществляется с помощью свободных элект-
ронов, движущихся в вакууме, в квантовых приборах для этой
цели, как уже было сказано, используются несвободнее электроны,
входящие в состав того или иного ансамбля частиц?

При изучении физических процессов, лежащих в основе работы
электровакуумных приборов — характера движения электронов
в вакууме, изменения их энергетического состояния и др. —мы
основывались на законах классической механики. Для рассмотре-
ния физических явлений, протекающих в квантовых приборах,
законы классической физики непригодны. Движение частиц, их
энергетические состояния, процессы взаимодействия друг с другом
и с электромагнитным полем подчиняются законам квантовой
механики. Поэтому для понимания основных физических . процес-
сов, на которых базируется принцип действия квантовых приборов,
необходимо знакомство с основными 'положениями современной
квантовой физики.

Терминология квантовых приборов к настоящему временц еще
не установилась окончательно, хотя в последние гоДы ведется
серьезная работа по стандартизации терминов квантовбй элект-
роники.

Термин квантовые приборы СВЧ, входящий в наименование
курса, по программе которого составлен настоящий учебник, недо-
статочно полно характеризует обширную группу современных
квантовых приборов, частотный диапазон работы которых прости-
рается от дециметровых волн до волн длиной в несколько десятых
долей микрона (~ 10~s с,ч), соответствующих ультрафиолетовой
области оптического диапазона.
Наиболее приемлем для общей характеристики разнообразных
приборов этой группы термин квантовые приборы, которым мы
и будем пользоваться в дальнейшем .

В отечественной и зарубежной литературе наряду с этим, наи-
более общим термином, употребляется и ряд других, подчеркиваю-
щих особенность принципа действия или назначения того или
иного прибора: атомный генератор, молекулярный генератор, кван-
товый парамагнитный усилитель, оптический квантовый генератор
и др.

Широкое распространение получили также американские тер-
мины мазер и лазер, характеризующие соответственно квантовые
приборы диапазона СВЧ и оптического диапазона волн. Термины
эти являются аббревиатурами английских фраз, кратко характери-
зующих принцип действия этих приборов: «Microwave (Lightwave)
amplification by stimulated emission of radiation».

Начальные буквы слов в этих фразах, означающих в русском
переводе «Усиление сверхвысокочастотных колебаний (или свето-
вых волн) с помощью вынужденного (индуцированного) излуче-
ния», и составила термины мазер и лазер.

Классификация. Установившейся классификации квантовых
приборов пока еще не существует, хотя число разработанных при-
боров, выпускаемых промышленностью и широко используемых
в разнообразных областях науки и техники, весьма велико.

Принято, прежде всего, подразделять квантовые приборы по
диапазону рабочих частот на две обширные группы-, приборы опти-
ческого диапазона, включая инфракрасную область — лазеры
и приборы сверхвысокочастотного диапазона радиоволн — мазеры.

Второй наиболее употребительный классификационный приз-
нак-— рабочее вещество. Большую группу образуют газовые кван-
товые приборы (в основном лазеры), в которых в качестве рабоче-
го вещества используются различные газы или их смеси: Аг; СО2;
He-f-Ne и др.

Не менее обширна группа квантовых приборов на твердом те-
ле. В этих устройствах используются парамагнитные кристаллы
рубина (в квантовых усилителях СВЧ и оптических генераторах);
кристаллы CaFs, BaF2 с примесью ионов урана и*+ и редкоземель-
ных элементов, например самария Sm2+, диспрозия Dy5* и др.; ряд
других соединений с примесью редкоземельных элементов; стекла
с примесями иттербия Yb3+; неодима Nd34- и т. -п.;-а также электрон-
но-дырочные переходы в полупроводниковых соединениях типа
Airgvi, AraBv и др., например ZnS, CdSe, GaAs, InSb н т. д

Существует группа жидкостных квантовых приборов (лазе-
ров), на основе оксихлорида фосфора и галогенидов металлов либо
на основе оксихлорида селена с четыреххлористым оловом. Актив-
ным веществом в них является неодим (Nd), растворенный в не-
органической жидкости. Созданы также жидкостные • лазеры на
основе органических красителей.

Наконец, имеется группа квантовых приборов, активным ве-
ществом в которых служат атомные или молекулярные пучки—-
потоки невзаимодействующих между собой атомов или молекул,
например атомов цезия (Cs), молекул водорода (Н2), аммиака
(NH3) и др.

В качестве классификационных признаков используются также:
назначение приборов (усилитель, генератор, стандарт частоты,
эталон времени и др.), метод создания активного состояния ве-
щества (инверсной населенности), вид колебательной системы или
системы охлаждения и др.

Основные свойства. Появление и развитие квантовой электро-
ники—одно из крупнейших, революционных событий в науке и тех-
нике последних 10—15 лет.

Из наиболее важных достижений, связанных с возникновением
квантовой электроники, следует прежде всего отметить освоение
радиоэлектроникой оптического диапазона электромагнитных ко-
лебаний. До появления квантовых приборов источниками излучения
световых волн служили лампы накаливания, газоразрядные при-
боры, вольтова дуга и т. п. Излучение этих приборов происходит,
как правило, в широком диапазоне частот, с небольшой мощностью
и слабой направленностью; колебания немонохроматичны и неко-
герентны.

С развитием квантовой электроники открылась возможность
создания усилителей световых волн, генераторов когерентного
света, отличающихся недостижимой ранее стабильностью, мощ-
ностью излучения и его направленностью. Так, например, неста-
бильность квантовых генераторов имеет величину порядка 10~п—
10~1#, что на пять-шесть порядков меньше нестабильности квар-
цевых тенераторов. Эта особенность квантовых генераторов
используется при создании высокоточных эталонов частоты
и времени.

Высокая когерентность излучаемого оптическими квантовыми
генераторами света послужила основой для развития нового на-
правления в оптике—голографии, позволяющего получать объем-
ные цветные изображения предметов.

. В современных квантовых приборах мощность светового пото-
ка достигает в импульсном режиме 10" ет (в импульсе длитель-
ностью 10 пикосекунд при диаметре луча около 1 мМ) и в непре-
рывном режиме— 104 ет. Высокая мощность излучения в сочетании
С высокой направленностью (луч лазера может быть сфокусирован
на площадке размером 10~6 см2) открывают богатейшие перспек-
тивы использования оптических квантовых приборов для обработ-
ки материалов, в медицине, биологии и др.

Важнейшее значение имеет оптический диапазон для радио-
связи, радиолокации, радионавигации и т.п. Информативная ем-
кость этого диапазона электромагнитных колебаний в десятки
тысяч раз больше всего радиодиапазона от длинных до сантимет-
ровых волн.

Высокая направленность излучения позволяет во много раз по-
высить помехоустойчивость радиосистем, разрешающую способ-
ность, точность определения координат.
Создание мощных квантовых источников излучения повлекло
8а собой рождение и развитие ноной отрасли физики — нелинейной
оптики. При воздействии на вещество мощной световой волны,
напряженность электрического поля которой превышает миллионы
в/см, нарушаются основные законы линейной оптики: изменяется
частота электромагнитных колебаний. Распространение такой
волны в среде описывается нелинейными уравнениями. На основе
этих явлений возможно, например, создание устройств, позволя-
ющих плавно изменять частоту света, и др.

Важный вклад внесла квантовая электроника и в развитие
радиотехники диапазона сверхвысоких частот. Квантовые пара-
магнитные усилители характеризуются температурой щумов по-
рядка 8—15° К, т.е. обладают в 100 раз большей чувствитель-
ностью, нежели обычные радиоприемные устройства этого диа-
па’зона. Все перечисленные и некоторые другие достоинства кван-
товых приборов обусловили чрезвычайно быстрое развитие этой
области электроники и широкое внедрение квантовых устройств в
самые разнообразные области науки и техники.

7-2. СПОНТАННОЕ И ИНДУЦИРОВАННОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

Энергетическая характеристика атома. Как известно из курса
физики, энергия частицы, входящей в некоторый ансамбль, напри-
мер энергия электрона в атоме, не может принимать произвольные
значения. Разрешенные энергетические уровни частицы диктуются
законами квантовой механики и определяются набором квантовых
чисел, например: главным квантовым числом п, орбитальным кван-
товым числом I, магнитным орбитальным квантовым числом tni
и магнитным спиновым числом гп,. Возможны и другие сочетания
квантовых чисел, которыми мы и будем пользоваться в дальней-
шем, полагая эти сведения хорошо известными читателю из курса
физики.

Напомним, что под энергетическим уровнем принято понимать
полную энергию частицы в системе, отсчитываемую от некоторого
нулевого уровня. Например, для упрощенной, модели водородо-
подобного изолированного атома можно полагать, что электроны
связаны с ядром силами кулоновского взаимодействия

Зависимость U (г) имеет вид гиперболы (рис. 7-1), причем за
нулевой уровень принята энергия электрона, удаленного от ядра
на бесконечно большое расстояние. Полная энергия электрона
в системе ^авна:

Е = т + и = —--------,	(Т-2)

2 4ЛВ0Г

где 7’=/по2/2—Кинетическая энергия частицы.
В случае стационарной орбиты сила кулоновского притяжении
должна быть уравновешена центростремительной силой

(3-7)
г

И, следовательно, |£| = 17| = J1//21.

Помимо основного энергетического уровня Ео, соответствующего
наибольшей запасенной энергии, электрон может занимать и ряд
уровней возбуждения Eh Еа, Es и т. д. вплоть до нулевого уровня,
соответствующего ионизации атома, т.е. отрыва электрона от
ядра (рис. 7-2). Совокупность энергетических уровней называется
энергетическим спектром атома, молекулы, твердого тела и т.д.

Рис. 7-1. Потенциальная кривая атома.

Рис. 7-2. Энергетический
спектр атома. Г

Переход электрона с одного (£«) разрешенного энергетическо-
го уровня на другой уровень (£п) сопровождается излучением
или поглощением кванта энергии Д£ в виде электромагнитных'
колебаний с частотой

здесь /г=6,62-10-27 эрг-сек—постоянная Планка.

 Переходы С более высокого уровня энергии на более низкий,
сопровождающиеся излучением электромагнитных колебаний,
называют переходами вниз, я переходы в обратном направлении,
при которых система поглощает энергию—переходами вверх.

Разность энергий, соответствующих двум соседним энергетичес-
ким уровням, называемая иногда энергетическим зазором, может
быть разной по величине. Различны поэтому и частоты йзлучаемых
или поглощаемых электромагнитных колебаний при переходе
С'одного энергетического уровня на другой. Так, например, из
рис. 7-2 видно, что по мере удаления от основного энергетического
состояния энергетические зазоры сокращаются. к

Величина энергетического зазора однозначно определяет в со-
ответствии с формулой (7-4) частоту излученных нлй поглощенных
электромагнитных колебаний при переходе частигйя.
Для изолированных атомов энергетические зазоры достаточно
велики. Так, разность энергетических состояний валентных элект-
ронов соответствует излучению или поглощению колебаний с ча-
стотой, лежащей в диапазоне видимого света. Энергетические за-
зоры между уровнями электронов внутренних оболочек еще боль-
ше; переходы этих электронов сопровождаются рентгеновским
излучением.

Энергетический спектр молекул. Широкий диапазон энергети-
ческих зазоров наблюдается и в энергетических спектрах молекул,
где наряду с энергетическими зазорами, характерными для атомов
и соответствующими видимому, ультрафиолетовому и рентгеновско-
му излучению, наблюдается широкий энергетический спектр, свя-
занный с колебаниями отдельных атомов в молекуле и вращатель-
ными движениями атомов и молекулы в целом. Энергетиче-
ские зазоры между этими уровнями соответствуют частотам ин-
фракрасного излучения и сверхвысоким частотам диапазона ра-
диоволн.

Энергетический спектр ансамбля частиц. Еще богаче энергети-
ческий спектр твердого тела, где, как известно, расщепление энер-
гетических уровней отдельных атомов при их объединении в кри-
сталл, приводит к образованию энергетических зон, содержащих
большое число дискретных энергетических уровней и разделенных
между собой запрещенными зонами — энергетическими промежут-
ками, не содержащими разрешенных энергетических состояний.

В полупроводниках, как известно, ширина запрещенной зо-
ны между зоной проводимости и валентной зоной измеряется
десятыми долями или несколькими электронвольтами. Поэтому
частоты излученных колебаний при переходе из зоны проводимости
в валентную зону должны лежать в длинноволновой части опти-
ческого диапазона или в инфракрасной области.

Однако межзонные переходы в полупроводниках не всегда
сопровождаются излучением электромагнитной энергии; наблюда-
ются также безызлучательные переходы, когда энергия рассеива-
ется в кристаллической решетке в виде фононов.

Внесение в химически чистый полупроводник примесей иного
вещества обогащает энергетическую диаграмму новыми локальны-
ми уровнями примесных атомов, которые могут располагаться
в запрещенной зоне. Появляются возможности энергетических пе-
реходов между локальными уровнями или обмена частицами между
этими уровнями и разрешенными зонами. Подобные переходы
используются, в частности, в рубиновом лазере.

Далее при рассмотрении конкретных квантовых приборов мы
более подробно остановимся на энергетических характеристиках
того или иного вещества, используемого в качестве активной сре-
ды. Сейчас же отметим лишь, Что практически любой ансамбль
частиц, будь то поток невзаимодействующих между собой молекул,
газ или твердое тело, характеризуется определенным энергетичес-
ким спектром, т. е. набором дискретных энергетических состояний,
в которых могут находиться частицы.
Энергетические зазоры между отдельными уровнями могут быть
различными по величине, так что переходы частиц вниз с более
высоких на более низкие уровни могут сопровождаться излуче-
нием с частотами, лежащими в широкой области шкалы электро-
магнитных колебаний.

Необходимость получения излучения той или иной частоты —
в оптическом диапазоне, в инфракрасной области или же в диапа-
зоне сверхвысоких радиочастот—и определяет, главным образом,
выбор вещества, на основе которого должен быть создан кванто-
вый прибор.

Нормальное и возбужденное состояние системы. В невозбуж-
денном состоянии электроны в атоме занимают энергетические
уровни, соответствующие наименьшей возможной энергии. Такие
уровни, как уже говорилось, называют основными. В результате
получения некоторой дополнительной энергии извне электрон мо-
жет перейти на один из уровней возбуждения — уровень, соответст-
вующий более высокой энергии и не занятый другой частицей.
Такое возбужденное состояние атома неустойчиво, если только
переходы возбужденного электрона вниз на один из свободных
энергетических уровней не запрещены квантовыми условиями.
Через весьма короткий интервал времени т возбужденный электрон
совершит переход вниз, который будет сопровождаться излучением
кванта энергии с частотой	где ДЕ—энергетический зазор

перехода.

Среднее время жизни. Такой самопроизвольный {спонтанный)
переход случаен во времени. Поэтому само событие фонтанного
перехода характеризуют некоторой вероятностью 4, а время т
пребывания электрона в возбужденном состоянии, которое явля-
ется среднестатической величиной, называют средним временем
жизни электрона в этом состоянии. Вероятность А и среднее время
жизни связаны простым соотношением

4 -	.	(7-5)

Для большинства случаев величина т очень мала. Так, для
большинства разрешенных оптических переходов т«10_8'^ек.

С понятием среднего времени жизни т тесно связаны такие
хорошо известные из физики макросистем понятия, как релаксация
и время релаксации. Как известно, в физике релаксацией называ-
ется процесс возвращения в состояние термодинамического равно-
весия макроскопической системы, выведенной из этого состояния
каким-либо внешним воздействием.

Этот процесс, как известно, протекает по экспоненциальному
закону. Время, в течение которого разность между возбужденным
и равновесным значениями какого-либо параметра -системы (на-
пример, температуры) уменьшается до величины, равной 1/е от
возбужденного значения, называется временем релаксации.

Процесс спонтанного излучения, сопровождающий возвращение
мгновенно возбужденной системы в основное состояние, также
предрекает по экспоненциальному закону: Для интенсивности спон-
танного излучения во времени можно записать:

I =	(7-6)

где /0 — интенсивность излучения в начале"релаксадии.

Поэтому среднее время жизни т в литературе иногда называют
временем релаксации.

Метастабильное состояние. В результате возбуждения элект-
рон в атоме может занять-такой энергетический уровень, из луча-,
тельные переходы вниз с которого в данной системе запрещены!
квантовыми условиями отбора. Такие уровни возбуждения назы-,:
ваются метасгабильными.

При отсутствии безызлучательных переходов атом в таком со-
стоянии теоретически может находиться бесконечно долго. В ре-
альных системах, однако, атом из такого метастабильного состоя-
ния переходит в основное за счет безызлучательных переходов
электрона вниз.

Метастабильные уровни играют важную роль в работе некото-
рых квантовых приборов при накоплении частиц в одном из воз-
бужденных состояний.

Спонтанное излучение. Излучение, сопровождающее спонтанный
переход электрона в атоме, называют спонтанным излучением.
Если система содержит N атомов, часть яз которых по каким-либо
причинам оказалась в возбужденном состоянии, то спонтанные
переходы будут происходить неодновременно и независимо друг
от Друга. Поэтому спонтанное излучение отдельных атомов будет
случайным не только во времени, но и по основным характеристи-
кам: фазе, поляризации, направлению распространения и др.
Таким образом, спонтанное излучение ансамбля атомов подобно
флуктуациям электромагнитного поля и, как. мы увидим далее,
определяет уровень собственных шумов системы.

Индуцированное' (вынужденное или стимулированное) излуче-
ние и поглощение. Переход электрона с одного энергетического
уровня на другой может произойти под воздействием внешнего
электромагнитного поля. Переход вниз с более высокого на низ-
ший энергетический уровень сопровождается, как обычно, излуче-
нием кванта энергии^ которое в этом случае называют индуциро-
ванным (вынужденным за счет воздействия внешнего электромаг-
нитного поля) излучением. Соответственно переход вверх на более
высокий энергетический уровень сопровождается индуцированным
поглощением кванта энергии.

Обязательное условие индуцированных переходов—строгое
или приближенное равенство кванта энергии внешнего поля раз-
ности энергий тех уровней, между которыми совершается переход.
Следовательно, частота колебаний индуцирующего (внешнего)
излучения должна быть равна частоте индуцированного излучения
или поглощения.

Процесс вынужденного излучения или поглощения можно по-
яснить на модели классического гармонического осциллятора, под-
140
вергающегося воздействию внеЫне^о ! электромагнитного по/?я,
с частотой, равной частоте колебаний осциллятору., Если фазы
колебаний волны и осциллятора отличаются на л, то энергия,
которой обмениваются волна и осциллятор, отрицательна. Это
означает, что энергия осциллятора уменьшается, а энергия волны
возрастает. Иначе говоря, в этом случае происходит излучение
кванта энергии; частица переходит на нижний энергетический уро-
вень. При этом ни амплитуда, ни фаза, иикакой другой параметр
возмущающего колебания не меняются. Квант энергии внешнего
поля лишь вынуждает, стимулирует переход частицы вниз и со-
путствующее ему излучение нового кванта энергии. Излученные,
(колебания точно совпадают по частоте, фазе, поляризации и на-
правлению распространения с колебаниями, их вызвавшими.

Иными словами, индуцированное излучение когерентно излуче-
нию стимулирующему.

В условиях сияфазности внешних колебаний и колебаний ос-
циллятора энергия, которой они обмениваются, оказывается поло-
жительной. Осциллятор поглощает квант энергии внешнего поля.
Иначе говоря, частица, поглотив Квант энергии, переходит на более
высокий энергетический уровень. Энергия внешнего поля при этом
уменьшается на величину поглощенного кванта; наблюдается
индуцированное поглощение.

Процессы индуцированного излучения и поглощения могут быть
характеризованы определенной степенью вероятности. Интенсив-
ность этих процессов среди ряда факторов зависит и от энергии
внешнего индуцирующего поля, точнее от величины плотности его
энергии в единичном интервале частот вблизи резонансной частоты
(частоты перехода).

Соотношения Эйнштейна. Понятие о спонтанном и индуциро-
ванном излучении было впервые введено Эйнштейном при выводе
формулы Планка на основании термодинамического рассмотрения
взаимодействия вещества с полем.

Пусть имеется некоторая система частиц, характеризуемая
лишь двумя энергетическими состояниями £?н £2 (£2>£[) и на-
ходящаяся в термодинамическом равновесии. Число частиц, нахо-
дящихся в состоянии £], обозначим через № а число частиц в со-
стоянии £2—через N2. Для определения числа частиц на том1 или
ином уровне Эйнштейн пользовался статистикой Больцмана; со-
гласно которой вероятное число частиц с энергией Еп определяется
выражением

F(£) = Ce *т,	(7-7)

здесь С=	— постоянная величина; No — концентрация

частиц.

Как известно, квантовые ансамбли подчиняются законам кван-
товой статистики Ферми—Дирака или Бозе — Эйнштейна. Одна-
ко в случае невырожденного электронного газа функция распре-
деления Ферми — Дирака частиц по энергетическим состояниям
переходит в больцмановскую функцию F (£).

Таким образом, в рассматриваемой системе вероятное число
частиц на уровне с энергией £2 равно:

_ е>

W, = Ce	(7-8)

а на уровне с энергией Et

_ £>

'5?.	(7-9)

В системе возможны переходы частиц вниз с уровня Е2 на
уровень £i (переход 2~>1), а также вверх, с уровня Et на уровен^>
£2 (переход /-*-2).

Запишем для вероятности спонтанного перехода 2-»-/ одной
частицы за время dt следующее выражение:

dPji —	d/,

(7-Ю)

где A2i — коэффициент спонтанного излучения, характеризующий
вероятность перехода частиц с уровня 2 на уровень 1.

Пусть система подвергается воздействию внешнего излучения
С частотой V21, равной частоте перехода 2-+-1, и плотностью энергии
«, в единичном интервале частот вблизи резонансной частоты v2i-
Под воздействием этого излучения возможны переходы вниз
(2-*-/) и вверх (1-*2), сопровождающиеся соответственно инду-
цированным излучением и индуцированным поглощением.

Вероятности этих переходов для одной частицы за интервал
времени dt равны:

d^=uvBadt-	(7-11)



(7-12)

где величины В21 и Вю— коэффициенты индуцированного излуче-
ния и поглощения, характеризующие вероятности соответствующих
переходов.

Вероятности переходов в системе, естественно, зависят от числа
частиц, населяющих уровни £i и £2. Так, например, вероятность
спонтанного перехода 2->-/ тем выше, чем больше частиц на уровне
£2. Следовательно, вероятность спонтанных переходов в системе

PM = NBA^dt.	(7-13)

Для индуцированных переходов

P2l = Ns^B21dt	(7-14)

и

p;2 = ^uvB22d£	(7-15)

Если система находится в равновесии, то вероятности пере-
ходов в единицу времени вверх и вниз должны быть равны. В про-
тйвном случае наблюдался бы непрерывный рост числа частиц на
одном из уровней (заселение уровня частицами) и уменьшение
частиц на другом уровне (обеднение уровня частицами). Таким
образом, для условия равновесия можно записать:

uv В12 N, di = (и, В2] + Ли) Nadi.	(7-16)

Или, учитывая (7-8) и (7-9):

Е,	Е,

" = («.в2,+лг,)е "	(7'|7>

На основании соображений, приведенных выше, можно заклю-
чить, что

В„ = В„.	(7-18)

В самом деле, при облучении системы внешним электромагнит-
ным полем вероятности процессов индуцированного поглощения
или излучения зависят от фазовых соотношений между колебания-
ми элементарного осциллятора и возбуждающей волны В любой
момент времени фазы этих колебаний случайны, и поэтому веро-
ятности случаев синфазности и противофазное™ должны быть
равны.

Проводя изложенное выше рассмотрение, Эйнштейн постули-
ровал, что излучение, поглощаемое и испускаемое частицами си-
стемы, находящейся в термодинамическом равновесии, Должно
удовлетворять известной формуле Планка:

8nvs Лу

На основании выражения (7-17) с учетом (7-18) можно за-
писать:

	 <7-20>
где В=В12=В21.  Сопоставляя совпадает с фор»	это выражение с (7-19), легко видеть, что оно  <улой Планка при условиях:  £s—£l = Av	(7-21)

(7-22)

л	I. О

Ла1=—-ЛтВ.

Выражение (7-22), связывающее коэффициенты спонтанных
и индуцированных переходов, играет важную роль в квантовой
электронике. Напомним, что величина 8л№/с3 в формуле Планка,
характеризует число типов колебаний в единице объема и в еди-
ничном интервале частот для объема, линейные размеры которого
велики по сравнению с длиной волны X=c/v. С помощью формулы
(£*22) можно установить соотношение' между уровнем полезного
ийпуцированного излучения, характеризуемого коэффициентом В,
И уровнем спонтанногр излучения (коэффициент Aei), определяю-
щего собственные шумы системы. Так, йапример, для частоты
т=10 Гец подстановка численных значений в (7-22) дает: А»*®
—6-10-28 В. Следовательно, в области сверхвысоких частот инду-
цированное излучение значительно превосходит спонтанное, даже
в том случае если невелико.

Из (7-22) видно также, Что спонтанное излучение, определя-
ющее уровень собственных шумов системы, растет пропорциональ-
но Vs и зависит от параметров колебательной системы; числа воз-
можных типов волн, полосы пропускания и др.

7-3. ИНВЕРСНАЯ НАСЕЛЕННОСТЬ

Отвлечемся пока что от спонтанного излучения, считая его
достаточно малым, и рассмотрим условия, при которых в системе
частиц, облученной внешним электромагнитным полем, возможно
преобладание индуцированного излучения. Пусть по-прежцему
система характеризуется двумя энергетическими состояниями Ei
nEs (Es>Ei) и числом частиц на этих уровнях М и N2 соответст-
венно. Частота колебаний внешнего излучения равна v2l= - *~gl,
а плотность энергии и,.

Частицы в системе, находящейся в нормальном состоянии,
распределяются по энергетическим уровням в соответствии с функ-
цией -распределения (7-7) статистики Больцмана (рис. 7-3)-. Более
высокий энергетический уровень заселен меньшим числом частиц
(Ni<zNi). При повышении температуры функция F (Е) становит-
ся положе, но условие Nz<Ni выполняется при любой конечной
температуре.

. Вероятности индуцированных переходов в системе вверх К вниз
определяются соотношениями (7-14) и (7-15). При условии, что
Bzi=Bi2=B и Na<ZNi, P2t <^12 • В системе преобладают инду-
цированные переходы вверх. Система частиц поглощает энергию
внешнего электромагнитного поля. С подобными явлениями мы
часто сталкиваемся в жизни: радиоволны затухают при распрост-
ранении в атмосфере земли, интенсивность световых волн падает
при их прохождении через различные среды и т.д.

Очевидно, что в рассматриваемой системе частиц будет пре-
обладать индуцированное излучение лишь в том случае, если веро-
ятность переходов вниз будет больше вероятности переходов вверх
(Р21	). Это возможно лишь при условии что на верхнем

энергетическом уровне будет больше частиц, чем на нижнем:
ЛГ8>М. Состояние вещества или систему, в которой выполняется
это условие, называется состоянием с инверсией (обращением)
населенности уровней. Или, просто говорят, что в системе наблю-
дается инверсная населенность уровней. Вещество с инверсной на-
селенностью называют также активным веществом.
Отрицательная температура. Иногда в литературе инверсную
населенность характеризуют отрицательной температурой. Этот
термин можно объяснить следующим образом. В соответствии
с Законом распределения статистики Больцмана для отношения
числа частиц на двух уровнях (7-8) и (7-9) можно записать:

отсюда

(7-23)

Es — Et
klniN^/Nt)

(7-24)

Если ^2<М, то 7’>0. При любой конечной положительной

температуре на нижнем энергетическом уровне находится большее'
число частиц. Частицы в системе стре-

мятся занять состояния с меньшей энер-
гией.^ повышением температуры экс-
понента на рис. 7-3 становится более
пологой, но в любом случае выполня-
ется неравенство №<#1.

Температура становится отрица-
тельной только при условии
что соответствует инверсной населен-
ности уровней. Чем сильней неравенст-
во АГа>М, тем более «отрицательна»
температура.

Следует иметь в виду, что темпера-
тура Т, о которой идет речь, не являет-
ся абсолютной температурой вещест-

г<е>

Рис. 7-3. Кривые распреде-
ления частиц по эиергетиче-

ва, ибо отрицательная абсолютная скям состояниям,
температура с физической точки зре-

ния ие имеет смысла. Температура Т к (7-24) —это некоторая ус-
ловная величина—температура ква/гового перехода, используе-
мая в квантовой электронике для характеристики отношения насе*

ценностей уровней.

При равенстве населенностей уровней (Ni=Nz) температура
7=00. Система находится в состояний насыщения; она прозрачна

для внешнего излучения, так как число переходов вниз в среднем
равно числу переходов вверх.

Вполне понятно, что ИЗ этих трех возможных состояний (Г<0;
7>0и. 7= со) устойчивым является лишь одно, отвечающее поло-
жительной температуре. В одно из двух других—возбужденных —
состояний система может быть переведена при затрате некоторой
внешней энергии и лишь при определенных условиях..

В квантовых приборах в качестве активных подбираются такие
вещества, в которых индуцированные переходы вниз сопровожда-
лись бы излучением электромагнитной энергии с нужной частотой.
Задача получения и поддержания в течение нужного времени
активного состояния вещества, т.е. состояния с инверсной насе-
ленностью—одна из важнейших задач квантовой электроники.

10-99

145
Число активных частиц. Систему с инверсной населенностью
характеризуют также числом активных частиц

&Nma = Nm~Nn,	(7-25>

где Nm— число частиц на уровн? с энергией Em, a Nn — число
частиц на уровне Еп, причем

Коэффициент инверсии. Другой величиной, характеризующей
степень инверсии населенностей, является коэффициент инверсии

(7-26>

здесь &Nmn — количество активных частиц в инверсном состоянии
системы, а ДДГ^ —разность населенностей уровней £тя Еп при
термодинамическом равновесии. Поскольку в этих условиях
Nm<zNn, то величина —отрицательна.

7-4. МЕТОДЫ СОЗДАНИЯ ИНВЕРСНОЙ НАСЕЛЕННОСТИ

В настоящее время в квантовой электронике разработан и ус-
пешно используется ряд методов создания в системе частиц инверс-
ной населенности. Как правило, рациональность того или иного

Рис. 7-4. Метод сортировки частиц.

метода определяется физическими характеристиками самой систе-
мы, используемой в качестве активного вещества в квантовом
приборе.

Напомним, что, как отмечалось выше, квантовые приборы, по-
мимо деления их на устройства оптического и сверхвысокочастот-
ного диапазонов, различают также по физическим параметрам
активного вещества: газовые квантовые приборы; приборы на
атомных и молекулярных пучках; квантовые приборы на твердом
теле и др. Для каждой из этих групп разработаны особые методы
инвертирования населенностей, связанные с особенностями кван-
товых физических процессов, лежащих в основе принципа действия
этих приборов. Однако известны и более общие методы, как, на-
пример, метод энергетической накачки, применяемый как для га-
зовых, так и для приборов на твердом теле.

Далее, при рассмотрении конкретных квантовых приборов мы,
во возможности подробно, остановимся на физических явлениях,
протекающих в некоторых наиболее употребительных в квантовой
электронике активных веществах. Это позволит также оценить и
обосновать используемые для различных активных веществ методы
создания инверсной населенности Сейчас же попытаемся лишь
дать краткую характеристику основных методов возбуждении ве-
щества в рамках, необходимых для дальнейшего изложения.

Метод сортировки частиц. Этот метод, используемый в некото-
рых квантовых приборах, работающих на атомных или молекуляр-
ных пучках, заключа-

ется в пространствен-
ном разделении рабо-
чих частиц, находящих-
ся в различных энерге-
тических состояниях.
На пути атомов или
молекул, движущихся
от источника частиц к
рабочему объему, рас-
полагается сортирую-
щее устройство, прохо-
дя которое частицы ме-
няют траекторию свое-
го движения (рис. 7-4).

Частицы с более

Рис. 7-5. Электрический квадрупольный (в)
и магнитный (б) конденсаторы.

высокой энергией отклоняются к оси и через входную диафрагму
попадают в рабочий объем. Частицы же с меньшей энергией, нао-
борот, отклоняются от оси и большинство их не проходит через ди-
афрагму. Таким образом, в рабочий объем попадают преимущест-
венно частицы с более высокой энергией, образуя систему с инверс-
ной населенностью уровней.

В качестве сортирующих используются устройства, создающие
постоянное во времени, но неоднородное в поперечном сечении эле-
ктрическое или магнитное поле. Неоднородное электрическое поле
используется для сортировки частиц, обладающих свойствами
электрических диполей, а неоднородное магнитное поле—для раз-

деления частиц с отличным от нуля магнитным моментом.

Сортировка частиц квадрупольным конденсатором. . Примером
сортирующего устройства с неоднородным электрическим полем
может служить квадрупольный конденсатор—устройство, состоя-
щее из 4, 6, 8 и т. д. стержневых электродов, половина которых

подключена к положительному полюсу источника постоянного на-
пряжения, а другая половина — к отрицательному (рис. 7-Б, а).
Электрическое поле равно нулю вблизи оси такого конденсатора и
увеличивается по мере удаления от оси и сокращения расстояния
между стержнями.

Молекулы некоторых веществ в силу неравномерного относи-
тельно центра масс распределения электронов обладают собствен-
ным электрическим дипольным моментом р. В других молекулах
такой дипольный момент может быть индуцирован электрическим
полем за счет смещения электронных оболочек, В любом случае
частица, обладающая электрическим дипольным моментом, произ-
10*	14?
оолрио ориентированным относительно вектора S напряженности
з^оля, будет испытывать со стороны этого поля вращающее возму-
щение до тех пор, пока диполь не окажется параллельным или ан-
типараллельным силовым линиям поля. В первом случае, при па-
раллельной ориентации, энергия взаимодействия между диполем и
полем минимальна и равна (/мш——р£* Во втором случае энергия
взаимодействия максимальна:' иыма^р&. Если электрическое по-
ле однородно, то оба эти положения устойчивые. В неоднородном
электрическом поле на диполь, параллельно ориентированный век-
тору ё, будут действовать силы смещения до тех пор, пока он не
переместится в область с наибольшей напряженностью поля и энер-
гия взаимодействия не окажется минимально возможной. Диполь,
ориентированный антипараллельно, будет в неоднородном элект-
рическом поле смещаться по той же причине в область с наимень-
шей напряженностью поля.

Таким образом, в электрическом поле происходит изменение
энергетического состояния частицы. Это явление, как известно из
курса физики, называется эффектом Штарка. Изменение энергети-
ческого состояния частицы может проявляться в виде смещения
энергетического уровня Е на величину ЛЕ в том случае, если уро-
вень Е невырожден. Для вырожденного уровня энергии наблюда-
ется его расщепление на несколько уровней, число которых равно
степени вырождения. Величина штарковского расцепления ЛЕ»
т.е. величина -энергетического зазора между расщепленными
уровнями зависит от величины напряженности поля и может из-
меняться с ростом в по линейному (линейный эффект Штарка)
либо по квадратичному (квадратичный эффект Штарка)
закону.

Таким образом, частицы, попадая в неоднородное электрическое
поле, например такое, как в квадрупольном конденсаторе (рис.
7-5,а), изменяют траекторию движения: молекулы с меныпей
энергией отклоняются в область максимальной напряженности по-
ля, т. е. к периферии, а молекулы, обладающие более высокой энер-
гией, фокусируются вблизи оси конденсатора. По выходе из сорти-
рующего устройства в рабочий объем попадают, как уже было ска-
зано, преимущественно частицы с большей энергией.

Подобным же образом с помощью магнитного конденсатора
(рис. 7-5, б) может быть осуществлено пространственное .разделе-
ние частиц, обладающих собственным магнитным моментом р.
Энергия взаимодействия таких частиц с магнитным полем U=
= |И|В. Вследствие эффекта Зеемана энергетические уровни
в магнитном поле также расщепляются на ряд уровней, число
которых равно степени вырождения.

Метод энергетической. накачки. Энергетической накачкой
в квантовой электронике называют процесс нарушения разновес-
ного распределения частиц по энергетическим состояниям под
воздействием внешнего электромагнитного излучения. Метод энер-
гетической накачки применяется для систем частиц, обладающих
тремя и более энергетическими уровнями. В двухуровневой систе-
ме создать инверсную населенность частиц с помощью внешнего
электромагнитного излучения нельзя.	г

Насыщение перехода. Рассмотрим уже знакомую нам систему
частиц с двумя энергетическими состояниями Ei зд £2 (£г>£Л).
В состоянии термодинамического равновесия распределение час-
тиц по энергетическим, уровням подчиняется законам статистики
Больцмана. При любой конечной температуре Ws<M- Предполо-
жим, что система подвергается внешнему облучению с частотой
*vi8“(£2—-Ei)lh. Под действием этого излучения возникают йнду-

Рис. 7-6. Получение инверсной населенности
в трехуровневой системе.

а — нв переходе S-*Si б — на переходе 2-*/«

Рис. 7-7. Расположение трех
уровней, при котором ин-
версия населенностей не до-
стигается.

цировапные переходы вверх (/-*-2) и вниз (2->1). Вероятности
этих переходов в единицу времени равны P'iz~uJ3nNi и Р21 —
^=u,BaNz соответственно, причем Р'а>Р’и , так хак Ni>N2. Та-
ким образом, происходит постепенное заселение энергетического
уровня Ез за счет преимущественных индуцированных переходов
частиц вверх. Пр мере заселения уровня Е2 разность Ni — N3 ста-
новится все меньше и в пределе умерьшается до нуля. Населенно-
сти уровней £i и £2 выравниваются. При этом, естественно, ста-
новятся равными вероятности переходов: Р'п—Р'п-

Система становится прозрачной для частоты viz, так как интен-
сивности индуцированного излучения и поглощения равны. Такое
состояние называют насыщением перехода.

В реальных условиях система стремится за счет спонтанных
и релаксационных переходов возвратиться из состояния насыщения
в состояние, соответствующее термодинамическому равновесию.
При достаточной плотйости внешнего излучения uv эти процессы
могут быть скомпенсированы. Таким образом, насыщение перехода
наблюдается в условиях некоторого поглощения электромагнитной
энергии.

Трехуровневая система. Рассмотрим теперь систему частиц с
с тремя уровнями энергии Et, Е2 и £3 (£|<£2<£з)> которые на-
селены частицами в условиях термодинамического равновесия
в соответствии с законом классической статистики Больцмана
(экспонента на рис. 7-6, а и б). Предположим, что к системе подво-
дится внешнее излучение с частотой vj$=* (£3—E^fh. Под воздей-
ствием этого излучения наблюдаются преимущественные индуци-
рованные переходы вверх (/-*-<?)» так как 3Vi>W8. Уровень Ез за-
селяется до тех пор, пока не наступит насыщение перехода
и населенности уровней Е\ и Ез окажутся равными (JVzj=#'s).

Пренебрежем пока релаксационными и спонтанными перехо-
дами.

Из сравнения рис. 7:6,а и б видно, что н первом случае (Ез—
—£2<£2—£J инверсия населенностей образуется в системе уров-
ней Ез и Е%: населенность N'* уровня £3 в состоянии насыщения
выше населенности уровня £2. Во втором случае (£3—-Ез>Ea—Ei)
картина иная: инвертированными оказываются населенности уров-
ней £2 и £1 (W2>-Mi).

Следовательно, в первом случае преимущественное индуциро-
ванное излучение может быть получено на переходе 3->2 с часто-
той V32=(£s—£2)/Л, а во втором случае—на переходе 2->/ с час-
тотой *21= (Ег—Ei)/h. Переходы между уровнями с инверсной
населенностью называют рабочими переходами. 

Таким образом, в трехуровневой системе под воздействием
энергетической ’накачки может быть получена инверсная населен-
ность, причем накачка должна происходить с частотой, соответствую-
щей энергетическому зазору между крайними уровнями. Излишне,
по-видимому, доказывать невозможность инвертирования системы
за счет облучения с частотой *12 и *23. Инверсия населенностей
получается между средним уровнем и одним из крайних: заселя-
емым или опустошаемым в зависимости от соотношения между
энергетическими зазорами, на которых не происходит накачка.

Связь между частотой накачки и рабочей частотой. СоЬтноше-
ние между энергетическими зазорами в системе играет важную
роль, ибо энергетические уровни могут оказаться расположенными
так, что в состоянии насыщения Mi=JV'»=JV2 (рис. 7-7) и инвер-
сии населенностей не получится.

Кроме того, между частотой накачки и частотой, соответствую-
щей рабочему переходу, должно быть определенное соотношение.

Выразим населенности N2 и N3 уровней £2 и £э в состоянии
термодинамического равновесия через населенность Ni

E,-Et

N,=N,e " ;	(7-27)

_ gf-Et

JV, = N,e .	(7-28)

Обычно в квантовых приборах величины энергетических зазо-
ров между рабочими уровнями много меньше средней тепловой

энергии частиц	Ea~Et<£kT;	(7-29)  Ез — Et<ZkT.	(7-30)
Поэтому экспоненты в (7-27) и (7-28) можно разложить в ряд
и ограничиться первым членом ряда

р—£,~^);	(7-31)

^-«1(1—^=^).	(7-32)

В состоянии насыщения перехода /->-3 под действием накачки
населенности уровней Ej л Ея равны: N'i=N'z. Следовательно,
с учетом (7-32) можно записать:

=	(7-зз)

Если рабочим является переход то Nz>N'b Учитывая
(7-31) и (7-33), запишем:

<7-34>

Откуда следует:

Е‘~Е‘	(7-35)

Зазору Ез—Ei соответствует частота накачки v3j, а рабочему
зазору Е2—Ei — рабочая частота индуцированного излучения
V&1. Следовательно, на основании (7-35)

v31>2Vai.	J (7-36)

Иначе говоря, частота накачки Vh должна более чем вдвое пре-
вышать частоту полезного сигнала vc, т.е. частоту индуцирован-
ного излучения на рабочем переходе

vH>2vc.	(7-37)

Влияние релаксационных процессов, В проведенные рассуж-
дения существенную поправку могут внести релаксационные про-
цессы в системе. Предположим, что в рассматриваемой системе
протекают интенсивные релаксационные процессы между уров-
нями Ез и Ец. Время жизни тз частиц на уровне Ез невелико,
а время жизни частиц на уровне Ез больше: Т2>тз- Тогда по ме-
ре переходов частиц с уровня Ei на уровень Е$ под действием на-
качки с частотой v3f уровень Ег будет заселяться интенсивней,
чем уровень Еъ (рис. 7-8). При достаточно сильном неравенстве
тг>Тз это явление будет наблюдаться независимо от соотноше-
ния энергетических зазоров Ез—Es и E^—Ei. Рабочим переходом
в этом случае будет переход Er+-Ei.

Аналогичным образом, инверсная населенность может быть
получена на переходе Ез~^Е2, если между уровнями Е2 и Ei про-
текают интенсивные релаксационные процессы.

В квантовой электронике условия инверсии с учетом интенсив-
ности релаксационных процессов определяют, решая кинетиче-
ские уравнения системы, описывающие с помощью коэффпциен-
тбв Wmn вероятности релаксационных переходов, скорости изме-
нения числа частиц на энергетических уровнях. Решение этих
уравнений позволяет определить в условиях насыщения перехо-
да 1-+3 и с учетом релаксационных процессов такие величины,
как населенности уровней и число активных частиц:

ЛМ Л Л/ ___

(7-38)

Здесь AiV82=N3 ~ N2; ’AAZl2=N't — Ns; N=М+^+ЛГ8—пол-
ное число частиц, a VT2i и ^—вероятности релаксационных пере-
ходов 2—и 3->-2 соответственно.

Из (7-38) видно, что для получения инверсии населенностей на
переходе 3—»2(N’3 >N2 и ANi2>-0) необходимо, чтобы выполня-
лось неравенство

Иначе говоря, необходимо, чтобы уровень Е2 был бы располо-
жен ближе к уровню Ег, чем к

уровню Ej(AE2i>A£ss и v2i>
и чтобы релаксацион-
ные переходы протекали наи-
более интенсивно на переходе
2-+-1 (W21 >И7зг), опустошая
нижний уровень £2 рабочего
перехода. Из условия v2|>v32,
в частности, следует, что час-
тота накачки чи должна быть
более чем вдвое выше частоты
сигнала V32. так как v3i=v2i +
•4-V32-

Аналогичным образом мож-
но сформулировать условия

Рис. 7-8. Влияние релаксаций на процесс
создания инверсией населенности.

для получения инверсной населенности на переходе 2->/.

Инверсия населенностей в четырехуровневой системе. Исполь-
зование четырех энергетических уровней позволяет при определен-
ных условиях получать большую инверсию, чем в трехуровневой си-
.стеме, снижать частоту накачки до величины, превышающей часто-
ту сигнала, а не удвоенную частоту, как это требовалось в трех-
уровневой системе, и кроме того, в некоторых случаях получить ин-
версную населенность для перехода с частотой сигнала, превыша-
ющей частоту накачки (тс>тя).

На рис. 7-9 показаны некоторые случай получения инверсной
населенности в четырехуровневой системе. В отличие от предыду-
щих трафиков N=f(E), которые были использованы для иллюст-
рации населенностей энергетических уровней, здесь изображены од-
номерные энергетические диаграммы, где пр оси ординат отложена
энергия. Такими, более простыми диаграммами, принятыми в лите-
ратуре по квантовой электронике, мы и будем пользоваться в даль-
дейшем, показывая условно стрелочками различные виды перехо-
дов: релаксационные, рабочие, под воздействием накачки и др.
В системе, представленной на рис. 7-9, а накачка осуществля-
ется на двух частотах vJ4 и v24. При этом верхний уровень £4 рабо-
чего перехода 4—н5 обогащается одновременно частицами с перво-
го и второго уровней и инверсия рабочего перехода существенно
увеличивается.

На рис. 7-6,6 показана так называемая сдвоенная накачка,
когда сигналом одной частоты v(4—v24 одновременно насыщаются
два перехода. При этом интенсивно обедняется частицами нижний
уровень Ei рабочего перехода 2-*-/. Сдвоенная накачка эквива-
лентна насыщению одного перехода в трехуровневой системе с уд-
военной частотой накачки.

а)	в)

Рис. 7-9. Возможные варианты использования четырехуровневой системы.

в)	г)	8)

В системе на рис. 7-9, в равны энергетические зазоры Д£и и Д£2<-
Накачкой с частотой	одновременно обогащается верхний

уровень Ез и обедняется нижний уровень £2 рабочего перехода
3—>-2. При этом методе необходимо соблюдение условия x'B>-Vc, а
не ти>2 vc, как это требуется в трехуровневой системе.

В случае, показанном на рис. 7-9,г, используются два одинако-
вых рабочих перехода: v2i=v43. Сигнал накачки с частотой vw од-
новременно обедняет нижний уровень £i рабочего перехода 2—4-/
и обогащает верхний уровень £4 второго рабочего перехода 4—>-3.
Число активных частиц при этом получается в 1,5 раза больше, не-
жели в трехуровневой системе.

На рис. 7-9,д показан один из возможных случаев, когда vc>Vh.
Накачка с частотой. г34 интенсивно обогащает верхний уровень
£4 рабочего перехода 4—>-2. Получение инверсной населенности
обусловлено преобладанием вероятности релаксационных пере-
ходов над всеми остальными релаксационными вероятностями.

Метод энергетической накачки используется во многих кванто-
вых приборах: газовых, полупроводниковых, твердотельных, пара-
магнитных и др. Частота накачки выбирается в зависимости от
энергетической характеристики активного вещества. Во многих слу-
чаях частота лежит в оптическом диапазоне и поэтому вместо
термина энергетическая накачка в этих случаях применяют термин
оптическая накачка.
Методы получения инверсной населенности в газовых кванто-
вых приборах. Помимо метода энергетической накачки, применяе-
мого, например, для возбуждения газового лазера на парах цезия,
в газовых приборах используются методы создания инверсной на-
селенности, специфические лишь для приборов этого класса.

Наиболее распространен метод инвертирования населенностей
за счет столкновений атомов или молекул газа со свободными
электронами, быстро движущимися в электрическом поле. Эти яв-
ления хорошо известны как из курса физики, так и из курса «Элект-
ронные приборы», в котором достаточно подробно обсуждались фи-
зические процессы электрического разряда в газе. За счет столкно-
вений быстролетящих электронов с атомами или молекулами газа
в баллоне с достаточно низким давлением (от 10-2 до единиц
мм рт. ст.) происходят процессы объемной ионизации частиц или
их возбуждения. В последнем случае электроны в атомах или
молекулах газа, получив дополнительную энергию, переходят на бо-
лее высокие энергетические уровни—уровни возбуждения. После-
дующие спонтанные переходы возбужденных частиц в основное со-
стояние сопровождаются излучением (свечение газа в тиратронах
с неоновым наполнением, стабилитронах, газосветых рекламных
лампах и т. п.).

В газовых квантовых приборах избыток возбужденных атомов
или молекул образует инверсную населенность, которая и исполь-
зуется затем для получения индуцированного излучения.

Второй метод также основан на процессах возбуждения частиц
газа, но используется для этой цели не энергия быстролетящих сво-
бодных электронов, а энергия неупругих атомных столкновений.

Для перевода атомов и молекул газа в возбужденные состояния
может быть использован также и высокочастотный электрический
разряд в газе, который возникает при помещении баллона с разре-
женным газом в сильное высокочастотное электрическое поле.

Метод диссоциации молекул используется в тех приборах, где
рабочим веществом служит совокупность молекул. Диссоциация
(распад) молекулы на составные части: атомы или радикалы мо-
жет произойти либо в .результате ее столкновения с атомом, либо
под воздействием интенсивного светового потока (фотодиссоциа-
ция), либо в результате взрыва и т. п.

При диссоциации молекулы продукты распада оказываются в
возбужденном состоянии. Так, например, при облучении световой
вспышкой молекула CFSJ распадается на радикал CFs и атомарный
иод J, который оказывается в возбужденном состоянии. При интен-
сивном процессе такого рода фотодиссоциации создается инверсия
населенностей уровней атомов иода.

Поскольку процессы диссоциации сопровождаются разрывом хи-
мической связи, такие приборы часто называют химическими кван-
товыми приборами (химический лазер).

Методы получения инверсной населенности в твердотельных
квантовых приборах. В большинстве квантовых приборов с ак-
тивным веществом в виде твердого тела инверсия населенностей.
достигается методами энергетической накачки. Этот принцип ис-
пользуется в лазерах на рубине и на других кристаллах с примеся-
ми редкоземельных элементов, а также в парамагнитных квантовых
усилителях.

7-5. ПРИНЦИП РАБОТЫ КВАНТОВЫХ ПРИБОРОВ

Квантовое усиление. Предположим, что некоторое вещество,
в энергетическом спектре которого имеются уровни энергии Ei и Е^
(Ez>Ei), облучается потоком электромагнитной энергии со спек-
тральной плотностью (рис. 7-10). Положим также, что вещество
активно, т. е. с помощью какого-либо метода на переходе 2-—>/ по-

Рис. 7-10. Квантовое усиление ко-
лебаний.

Рис. 7-11 К принципу работы
квантового усилителя.

лучейа инверсная населенность (№>й/1) с числом активных час-
тиц AN—W2—Ni. Пусть, кроме того, частота падающего излучения
vu=  *~^E1  В этом случае под воздействием падающего излу-
чения наблюдается преимущественное индуцированное излучение.
Если по мере распространения электромагнитной энергии вдоль
оси 2 в некотором элементарном слое dz индуцируется в результа-
те перехода вниз .один новый квант энергии с частотой v^, то в сле-
дующем слое два кванта индуцируют еще два новых кванта и т. д.
В веществе развивается лавинное размножение квантов с частотой
vj2, при котором в каждой элементарной области вещества скорость
нарастания электромагнитной энергии пропорциональна самой
энергии. Иными словами, интенсивность электромагнитной волны
нарастает с координатой z по экспоненциальному закону

uv(z) = t^e’«.	(7-39)

В соответствии с (7-39) интенсивность электромагнитной энер-
гии на Пути z= 1/х возрастает в е раз, а по выходе из вещества до-
стигнет величины
Величина м, имеющей размерность (wHJ, называется коэффи-
циентом квантового усиления. Его величина пропорциональна веро-
ятности Р'^ Индуцированных переходов 2—►/. числу активных час-
тиц и величине кванта Лу12

х—Р^ДЛ^.	(7-40)

В случае, если вещество не активно, т. е. населенности уровней
подчиняются законам статистики Больцмана { в частности, N\>
наблюдается преимущественное индуцированное поглоще-
ние. Интенсивность падающего излучения уменьшается с координа-
той z по экспоненциальному закону

oM(z) = er**.	(7-41)

В реальных устройствах всегда протекают процессы, приводя-
щие к потерям электромагнитной энергии (рассеяние при взаимо-
действии с решеткой в твердом теле, излучение по другим направле-
ниям й др.). Поэтому в соотношение (7-39) необходимо ввести ко-
эффициент потерь

«Лг)==“’ e(x-W»_	(7.42)

Причины, определяющие величину 0, специфичны для каждого
типа рабочего вещества.

Из (7-42) едедует, что для получения эффекта квантового усиле-
ния необходимо, чтобы х>0. Удовлетворить это неравенство дале-
ко-не просто, так как коэффициент я в реальных условиях относи-
тельно невелик. Так, например, для рубина х« КНСл-* и для по-
лучения усиления порядка 102 потребовались бы размеры активно-
го вещества около 5 м. Поэтому .в- квантовых приборах для сокра-
щения длины взаимодействия активное вещество помещают в ре-
зонатор, настроенный на частоту индуцированного излучения.

Принцип работы квантового усилителя.*На рис. 7-11 показана
схема, поясняющая принцип работы квантового усилителя. Актив-
ное вещество, в энергетическом спектре которого содержатся три
необходимых энергетических уровня Ey, Е2 и £а !<£1<£а<£#)* по-
мещено в объемный резонатор. В качестве рабочего используется
переход 3—>2.	j

Размеры объемного резонатора выбраны такими, что его резо-
нансная частота Vo равна частоте излучения на рабочем переходе:
vo=v$j. Через один из фидеров к активному веществу подводится
сигнал энергетической накачки с частотой уц. Практическую сторо-
ну осуществления энергетической накачки мы рассмотрим позже,-

Под воздействием излучения с частотой vjg вещество становится;
активным: частицы с уровня Еу переходят ,на уровень Е8. Предполс-'
жим, что спектральная плотность сигнала накачки достаточна
велика для того, чтобы создать инверсию населенностей на перехо-
де 3—>2.

Если через входную линию подвести к резонатору колебания,
подлежащие усилению с частотой Ти, то в резонаторе, настроенной
на эту частоту, в результате многократного отражения волны о?
его стенок установятся стоячая волна. Под воздействием этого
электромагнитного поля в рабочем веществе возникнет и будет раз-
виваться процесс индуцированного излучения. Кванты энергии, из-
лученной при индуцированных переходах частиц с уровня Е3 на
уровень Еа, когерентные с возбуждающим полем, поддерживают
колебания, возникшие в резонаторе. Иными словами, энергия
электромагнитных колебаний в резонаторе непрерывно пополняет-
ся за счет индуцированного излучения.

Рассматриваемая система, как н любая другая» не свободна от
потерь. Часть электромагнитной энергии через выходную линию от-
водится в нагрузку; определенная доля энергий/теряется в самом
резонаторе и в активном веществе. Поэтому режим работы системы
зависит от соотношения между энергией Etan, поступающей в ре-
зонатор за счет индуцированного излучения, н суммарной энергией
потерь Еа. Если Евзл-ЬЕс-иг<Еп, то подводимая ко входу энергия
сигнала Ее.т поглощается системой, амплитуда колебаний на вы-
ходе меньше амплитуды колебаний на входе: ЕСмах<£слх-

Если же энергия Еиал+Ес.вх превышает потерн в резонаторе и
активном веществе, но меньше суммарной энергии Еа потерь, вклю-
чающей отвод энергии в нагрузку, то система работает как усили-
тель. Амплитуда колебаний в выходной линии больше, амплитуды
колебаний, подводимых ко входу: Ес.вых>Ес.вх-

Таким образом, система представляет собой усилитель с поло-
жительной-обратной связью, обеспечиваемой резонатором, в ко-
торый помешено активное вещество. Необходимые фазовые^ усло-
вия выполняются за счет преимущественного заселения верхнего
энергетического уровня рабочего перехода. Увеличение энергии
сйгнала обусловлено преобладающим индуцированным излуче-
нием-размножением квантов энергии в активном веществе, ко-
герентных входному сигналу. Энергетические соотношения в
системе таковы, что энергия индуцированного излучения, обеспечи-
вая режим квантового усиления, недостаточна, однако, для поддер-,
жания режима самовозбуждения.

Режим самовозбуждения. Если Еи8л>Еп, то система перейдет
в режим самовозбуждения и превратится в генератор. В этом
случае колебания в системе будут существовать даже при отсут-
ствии сигнала на входе.

' Для поддержания колебаний стационарной амплитуды должны
быть выполнены определенные условия, необходимые для сохране-
ния неравенства Ею^>Ец. Иначе говоря, в' рассматриваемой си-
стеме, как и в любом автогенераторе, должен выполняться баланс
мощностей. Энергия Емзл, получаемая за счет индуцированного из-
лучения, должна быть достаточной для восполнения-кай потерь в
самом генераторе, так и части энергии, отводимой в нагрузку.

Величина энергии Едап пропорциональна числу АДГ активных
частиц. По мере осуществления индуцированных переходов 3-+2
верхний энергетический уровень Ез рабочего перехода опустошает-
ся, а уровень Ег заселяется частицами. Для поддержания нужной
величины ДМ плотность энергии накачки должна быть достаточной
для обеспечения необходимой скорости заселения уровня £3 части-
цами с уровня Е|. Кроме того, необходима определенная скорость
опустошения уровня £2 за счет релаксационных переходов 2—►/.
Все эти процессы в режиме стационарной амплитуды колебаний
должны находиться в динамическом равновесии.

Итак, в рассмотренной системе активное вещество все время на-
ходится в электромагнитном поле стоячей волны в резонаторе.
Электромагнитная волна при многократных отражениях от стенок
резонатора как бы много .раз проходит через активное вещество.

Резонаторные системы используются в квантовых приборах лю-
бого диапазона волн. В усилителях и генераторах СВЧ колебаний
в качестве колебательных систем используются, как правило, объ-
емные резонаторы или замедляющие системы, уже знакомые нам
по электронным СВЧ приборам.

В оптическом диапазоне устройство резонаторов иное. Обычно
это система зеркал, многократно отражающих световые лучи. Более
подробно оптические резонаторы мы рассмотрим при изучении
квантовых приборов оптического диапазона (гл. 9).

7-6. ХАРАКТЕРИСТИКИ ИЗЛУЧЕНИЯ

Особенности физических процессов в квантовых приборах послу-
жили причиной введения ряда характеристик квантового излуче-
ния электромагнитных колебаний. Особенно эти характеристики
важны для приборов, работающих в оптическом диапазоне волн.

Ширина спектральной линии. До сих пор мы рассматривали
энергетический спектр некоторого ансамбля частиц как совокуп-
ность дискретных, бесконечно «узких» энергетических уровней.
Квантовые переходы между такими энергетическими уровнями
должны сопровождаться излучением или поглощением электромаг-
нитных колебаний со строго определенной частотой v=&E!h, опре-
деляемой величиной энергетического зазора Д£. Иначе говоря, излу-
чение или поглощение, сопровождающее квантовый переход, рас-
сматривалось как строго монохроматическое. В действительности,
конечно, строго монохроматическое колебание, определяемое как
гармонический процесс, длящийся бесконечно долго, не может быть
получено. Излучение или поглощение электромагнитных волн, свя-
занное с квантовым переходом в реальных системах, характеризу-
ется определенным спектром частот, который в квантовой электро-
нике, как и в спектроскопии, называется шириной спектральной
линии (рис. 7-12). Спектр квантового излучения или поглощения,
в простейшем случае двух дискретных энергетических уровней, по
форме подобен резонансной кривой колебательного контура. Это
и понятно, так как частица, как известно, может быть представлена
в виде элементарного гармонического осциллятора. На рис. 7-12
по оси абсцисс отложена частота, а по оси ординат —интенсивность
излучения I. Ширина спектральной линии Дул определяется по
уровню, соответствующему 0,5 максимальной интенсивности излу-
чения на резонансной частоте.
Конечная ширина спектральной линии объясняется целым ря-
дом причин, часть которых связана с особенностями той или иной
системы частиц. Однако в любом случае величина Av* не может
быть равна нулю.

Естественная ширина спектральной линии. Даже в идеальном
случае двух дискретных энергетических уровней частицы, не под-
вергающейся никакому воздействию внешних факторов, ширина
спектральной линии конечна. Величина Дч’ло, называемая в этом
случае естественной шириной спектральной линии, определяется
уширением дискретных энергетических уровней в соответствии с со-
отношением неопределенностей Гейзенберга

ДЕДт > h.	(7-43)

Отсюда следует, что ДЕ—>0 в том случае, если время жизни
Дт частицы в данном энергетическом состоянии бесконечно велико
(Дт—>оо). В действительности время жизни Дт всегда конечно и,
следовательно, конечна ширина ДЕ энерге-

тического уровня, а значит конечна и естест-
венная ширина спектральной линии Дтлц.
Так, например, естественная ширина спект-
ральной линии молекулы аммиака (NHj),
квантовый переход которой с частотой
23870 Мгциспользовался водном из первых
квантовых генераторов, равна примерно
10~8 гц. В других случаях величина Avao
может быть еще больше. В оптическом диа-
пазоне, например, вследствие уменьшения
Дт с возрастанием энергетического зазора
в рабочем переходе относительная величи-
на Дтло существенно увеличивается.

В реальных ансамблях частиц (газах,
жидкостях, твердых телах) на величину
ширины спектральной линии оказывают

Рис. 7-12. Ширина спек-
тральной линии.

влияние и другие факторы.

Причины уширения спектральных линий. Одна из возможных

причин увеличения ширины спектральных линий атомов или моле-
кул газа-—это эффект Доплера. В результате хаотического движе-

ния частиц газа их скорости относительно неподвижного приемни-
ка излучения оказываются различными. Различны поэтому и ве-
личины доплеровского смещения частоты для каждого из такой со-
вокупности хаотически движущихся элементарных осцилляторов.
Ширина спектра частот с учетом доплеровского эффекта пропорцио-
нальна средневероятнрй тепловой скорости частицы (и поэтому за-
висит от температуры), а также частоте квантового перехода. На-
ибольшее уширение спектральных линий в результате эффекта Доп-
лера наблюдается поэтому в оптическом диапазоне. Но и в области
сверхвысоких частот доплеровское уширение значительно превос-
ходит естественную ширину спектральной линии. Так, для молекул
аммиака при комнатной температуре (Т^ЗОО^К) доплеровское
уширение Avn«70 кгц.
В газовых ансамблях, используемых $ квантовых ирйборах
в. качестве активного вещества, уширение спектральных линий
происходит также из-за столкновений частиц между собой и со
стенками сосуда. При неупругих соударениях изменяется энерге-
тическое состояние частицы к, следовательно, сокращается ее
время жизни Дт на данном энергетическом уровне, что и приво-
дит в соответствии с (7-43) к уширению линии. Уширение спект-
ральной линии за счет соударений частиц пропорционально сред-
нему времени свободного пробега частицы и поэтому существен-
но зависит от давления газа в сосуде. Для Газообразного аммиа-
ка, находящегося под давлением в несколько десятых долей
миллиметров ртутного столба уширение линии может достигать
десятка мегагерц.	,

Увеличение ширины, спектральной линии происходит также
вследствие воздействия электрического и магнитного полей.

Излучение квантовых генераторов оптического диапазона
происходит, как правило, в полосе частот, значительно меньшей
ширины .спектральной линии, и определяется, в основном, поло-
сой пропускания оптического резонатора и условиями квантово-
го усиления.

Более подробно этот вопрос рассматривается в гл. 9.

Обычно степень .монохроматичности излучения оценивается
специальным коэффициентом

(7-44)

где Xi и Ха — длины волн, соответствующие границам спектра
излучения.

Когерентность. Как известно из физики и курса «Радиотех-
нические цепи и сигналы», под когерентностью понимают согласо-
ванность фаз колебаний в. различных точках пространства в неко-
торый заданный момент времени или же в различные моменты
времени, но в одной заданной точке. Соответственно различают
пространственную когерентность и временную когерентность. Пер-
вое понятие используется как характеристика когерентных свойств
волны в направлении, перпендикулярном направлению ее рас-
пространения Часть пространства, занятого волной, в котором вы-
полняются условия когерентности, называют объемом когерент-
ности.

Понятие временной когерентности связано со степенью моно-
хроматичности волны. Монохроматические колебания одной часто-
ты всегда когерентны. Два колебания считают когерентными,
если за время т—интервал когерентности—их разность фаз ос-
тается неизменной или изменяется в допустимых пределах.

В квантовых приборах индуцированное излучение всегда ко-
герентно с излучением стимул пру кйцим.

Луч оптического квантового генератора когерентен по всему
поперечному сечению. Объем когерентности лазерного луча очень
•велик.
Главка восьнак

КВАНТОВЫЕ ПРИБОРЫ СВЕРХВЫСОКИХ ЧАСТОТ

8-1. ОСОБЕННОСТИ КВАНТОВЫХ ПРИБОРОВ СВЧ

Для получения эффекта квантового усиления или генерации
колебаний сверхвысоких частот необходимо использование в ка-
честве активной среды таких веществ, энергетический спектр ко-
торых содержал бы энергетические зазоры в пределах примерно
от 0,4-10^5 до 1,2-10-8 зв, что соответствует длинам волн от 30см
до 1 мм. Необходимо также, чтобы квантовые переходы между
нужной парой энергетических уровней были бы разрешенными.

Интенсивные исследования энергетических спектров широкого
круга вёществ в твердом, газообразном и Жидком состоянии,
проводившиеся за последние два десятилетия, показали, что этим
требованиям удовлетворяют многие элементы и соединения. В
частности, в первом квантовом генераторе, созданном в 1954—
1955 гг., в качестве активного вещества были использованы моле-
кулы' аммиака (NH3). Этот молекулярный квантовый генератор
работал в диапазоне СВЧ на частоте 23870 Мгц.

В Дальнейшем в Квантовой электронике диапазона сверхвысо-
ких частот преимущественное использование нашли твердые крис-
таллические вещества, обладающие парамагнитными свойствами.
К таким веществам принадлежит обширная группа соединений,
содержащих парамагнитные коны — ионы с иескомпрнофован-
ными электронными спинами, например ионы элементов группы
железа, ионы группы палладия и др.

В настоящее время в диапазоне СВЧ используются, главным
образом, квантовые парамагнитные усилители, обладающие по
сравнению с усилителями на электронных СВЧ приборах рядом
преимуществ. Основное достоинство квантовых усилителей —
низкий уровень собственных шумов, величина которого в лучших
образцах имеет порядок 8—15°К, т. е. примерно в 100 раз ни&е
уровня шумов наиболее чувствительных усилителей на электрон-
ных СВЧ приборах. Следует отметить, что указанная величина
шумовой температуры определяется, главным образом, шумами
антенны и подводящих фидеров. Собственные шумы квантового
усилителя, основным источником которых является спонтанное
излучение, характеризуются шумовой температурой порядка 0,5—
5° К- Столь низкий уровень собственных шумов достигается в
квантовых усилителях ценой значительных конструктивных ус-
ложнений: активное вещество помещается в криостат -^- специ-
альное охлаждающее устройство, содержащее жидкий гелий и
жидкий азот. Поэтому конструктивно квантовый усилитель полу-
чается достаточно громоздким и малопригодным для использо-
вания в .радиосистемах на подвижных объектах.

По другим параметрам — динамическому диапазону, ширине
полосы пропускания и др. — квантовые усилители обычно уступа-
ют усилителям сверхвысокочастотных колебаний Других типов.
11-99	161
Тем не менее, в силу высокой чувствительности квантовые
усилители нашли широкое применение в стационарных системах
сверхдальней радиолокации,' радиоастрономии, дальней косми-
ческой связи и др.

Квацуовые генераторы колебаний диапазона сверхвысоких
частот до сих пор не получили применения в практике. Преиму-
щество в этой области остается за электронными приборами СВЧ,
способными обеспечить значительно более высокий уровень мощ-
ности генерируемых колебаний и к. п. д., обладающими возмож-
ностью электронного управления частотой и отличающимися отно-
сительной конструктивной простотой.

8-2. КВАНТОВЫЙ ГЕНЕРАТОР НА МОЛЕКУЛАХ АММИАКА

Устройство молекулярного квантового генератора на пучке
молекул аммиака (NHS) схематически показано на рис. 8-1.

В специально охлаж-

Рис. 8-1. Устройство квантового генератора
(усилителя) на молекулах аммиака.

/—кожух; 2 — испаритель; 3 — квадрупольный кон-
денсатор: 4—резонатор; 5 — сходная линия: 6—вы-
ходная линия: 7 — сосуд с жидким азотом.

даемый кожух помещено
устройство испарения ам-
миака, поступающего из
внешнего резервуара. Мо-
лекулы газообразного ам-
миака через отверстия в
стенке испаряющей каме-
ры выходят в рабочее
пространство, в котором
создается вакуум поряд-
ка 10~5 мм рт.ст. Далее
частицы попадают в сор-
тирующее устройство —
квадрупольный конден-
сатор, по выходе из
более высоком энер-
гетическом состоянии Ез, поступают через диафрагму в объемный
резонатор. Молекулы с более низкой энергией Ei не попадают:
в резонатор и затем частично откачиваются из рабочего прост-
ранства насосом, а частично вымерзают на стенках сосуда, со-
держащего жидкий азот, температура которого равна 71° К
(температура замерзания аммиака 195* К).

Объемный резонатор настроен на частоту квантового переход
да vi2=(Es—Et)/h. В-режиме установившихся колебаний электч
ромагнитное поле резонатора индуцирует переходы молекул ам|
миака с энергетического уровня £2 на уровень Ej. Энергия инду|
цированного излучения частично расходуется на восполнения
потерь в самой системе, а частично через волновод отводится g

нагрузку.

Энергетический спектр молекулы аммиака. Молекула аммиа-
ка имеет вид тетраэдра —* правильной пирамиды (рис. 8-2), ос-
нованием которой служит равносторонний треугольник, в верши!
нах которого располагаются атомы водорода. Атом азота разме-
шается в вершине пирамиды на расстоянии Aw 0,37 А от плос-
кости основания.

В общем случае, полная энергия молекулы слагается из энер-
гии ее поступательного движения, колебательной энергии, рота-
ционной энергии — энергии вращательного движения вокруг не-
которой оси и, наконец, энергии, характеризуемой взаимодейст-
вием между вращательным и колебательным движениями.

Рис. 8-2. Модель молекулы аммиака (о)
и ее механическая аналогия (б).

Рис. 8-3, Потенциальная функ-
ция молекулы аммиака.

В молекулярном генераторе используются энергетические
уровни, связанные с колебательным движением, точнее с колеба-
ниями атома азота вдоль оси симметрии z молекулы, совпадаю-
щей с высотой h тетраэдра (рис. 8-2, а).

Эти колебания — ангармонические, т. е. периодические, но не
синусоидальные — часто называют инверсионными колебаниями,
так как в результате такого движения положение атома азота
инвертируется относительно основания пирамиды — плоскости,
содержащей атомы водорода. Атом азота оказывается то ниже,
то выше основания пирамиды, причем крайние положения атома
N являются устойчивыми и соответствуют минимумам потенци-
альной энергии системы (рис. 8-3). Ход кривой U(z) легко объ-
яснить, представив молекулу NH3 механической моделью (рис.
8-2, б) в виде такой же пирамиды, образованной четырьмя шари-
ками, связанными между собой пружинами. Верхнее и нижнее
положения шарика в вершине пирамиды устойчивы: силы притя-
жения и рассталкивания, действующие между шариками, урав-
новешены. В процессе «продавливания» шарика из верхнего по-
ложения в нижнее приходится преодолевать силу сопротивления
пружин, часть которых (связывающих атомы водорода) работает
при этом на растяжение, а другая часть — на сжатие. Наиболь-
шая энергия системы отвечает положению всех четырех шариков
в плоскости основания пирамиды.

Таким образом, два устойчивых состояния атома азота на
расстояниях z=±ft от плоскости атомов водорода разделены
потенциальным барьером шириной порядка 0,7 А и высотой око-
ло 0,25 эв.	t 

h*	lea
Если предположить атомы водорода неподвижными, то в каж-
дом из двух устойчивых состояний атом азота, а с ним и вся мо-
лекула будет описываться своей волновой функцией. Иначе го-
воря, атом азота в каждой из двух потенциальных ям можно
представить некоторым гармоническим осциллятором. Ввиду до-
статочно узкого потенциального барьера, разделяющего две по-
тенциальные ямы, вероятность обнаружения частицы за барье-
ром имеет конечную величину. Образуется система из двух гар-
монических осцилляторов, связанных между собой, причем волно-
вые функции могут образовать как симметричную, такчи
несимметричную комбинации. Двум этим случаям соответствует
дублет—два различных энергетических состояния Ei и Ej, раз-
деленных, как показывают вычисления и эксперимент, энергети-
ческим промежутком ДЕИ величиной порядка 10~4 эв.

Эти два энергетических состояния соответствуют двум проти-
воположно ориентированным электрическим дипольным момен-
там молекулы. Вследствие различия электронных оболочек ато-
мов азота и водорода «центр» суммарного отрицательного заряда
электронов в молекуле не совпадает с «центром» суммарного по-
ложительного заряда ядер. Это обстоятельство и объясняет нали-
чие в молекуле NEU электрического дипольного момента, ориен-
тация которого в пространстве меняется на противоположную
при инверсии атома азота, осциллирующего относительно плос-
кости с инверсионной частотой Vts~&Eulh,

В системе молекул NHa, находящейся в термодинамическом
равновесии, распределение частиц по энергетическим состояниям
Ei и Ец подчиняется законам статистики Больцмана В верхнем
энергетическом состоянии Е2 находится меньше частиц, чем в
нижнем.

Образование пучка молекул. Для уменьшения ширины линии
индуцированного излучения необходимо сформировать пучок не-
взаимодействующих между собой молекул. В противном случае
в результате взаимодействия частиц между собой спектральная
линия будет уширена и стабильность частоты излучения ухуд-
шится. С этой целью решетка, через которую молекулы NH3 вы-
ходят из испарителя в рабочее пространство, должна иметь стро-
го определенные размеры отверстий и расстояний между ними!
Величина отверстий не должна превышать среднюю длину сво-
бодного пробега молекул .в испарителе. По этой же причине не
может быть повышено сверх определенной величины и давление'
газа в испарителе. При нарушении этих условий вблизи отверг,
стий будут наблюдаться соударения молекул и условие их не-
взаимодействия будет нарушено.

Сортировка молекул. По выходе из испарителя большая часть,
молекул попадает в неоднородное поле квадрупольного кондей-с
гатора, устройство и конфигурация электрического поля в кото-
ром были рассмотрены в гл. 7.

В неоднородном электрическом поле конденсатора молеку-
ла-диполь с параллельной ориентацией относительно вектд-
pi 14 испытывает Действие электрических сил, смещающих ее
в область максимальной напряженности поля, где1 энергии UM
минимальна. Это означав!, что молекулы NHS, дипоЛьйын момент
которых параллелен полю & и которые, следовательно, находят*
ся на нижнем энергетическом уровне £ц будут по Шере прохож-
дения квадрупольного, конденсатора перемещаться от его оси
к периферии. По выходе из конденсатора большая часть таких
молекул не попадает в резонатор (рис. 8-1).

Противоположное смещение — от стержней к оси конденсато-
ра—^получают молекулы, находящиеся на верхнем •энергети-
ческом уровне Ей. Их дипольный момент антипараллелен полю,
и энергия взаимодействия минимальна в области с наименьшей
напряженностью поля, т. е. у оси конденсатора. Большая часть
этих молекул проникает через диафрагму в объемный резонатор.
Следовательно, в резонатор после сортирующего устройства по-
падает пучок молекул NH3, подавляющая часть которых нахо-
дится в верхнем энергетическом состоянии £2.

Режим усиления. Колебания сверхвысокой частоты и—•
sin ©0/, подлежащие усилению, подводятся к резонатору,
настроенному на частоту (оо=2ячм, где v2i—частота квантового
перехода £r-»-£i. Под действием электромагнитной волны в резо-
наторе индуцируются квантовые переходы и £]->-£2 моле-
кул аммиака. Поскольку число А’г молекул в верхнем энергети-
ческом состояний больше числа Nj — молекул с энергией Ei, ин-
дуцированное излучение преобладает над индуцированным Пог-
лощением.

Поле излученных молекулами квантов, будучи когерентно с
индуцирующим переходы полем, суммируется с ним, и усиленные
колебания через выходной волновод отводятся в нагрузку.

Коэффициент усиления и полоса пропускания молекулярного
усилителя являются функцией добротности объемного резонато-
ра с учетом связи его с входным й выходным волноводами, а так-
же способности активного вещества излучать и рассеивать Энер-
гию электромагнитных колебаний под действием поля в резона-
торе. Последняя величина зависит от целого ряда факторов:
конфигурации резонатора и вида колебаний, возбуждаемых1 внем,
длины пути молекул ₽ резонаторе, скорости их движения др,
Естественная ширина спектральной линии молекулы .аммиаке
очень мала, и ширина полосы пропускания усилителя определя-
ется временем т пребывания молекулы в электромагнита^ поле
резонатора. Эта величина при обычной длине резС®Этор«
/«10 см и средней скорости движения молекул v «10* м(сйк
составляет примерно 0,1 мсек, что соответствует полосе пропус-
кания Дт= 1/т»® 10 кгц.	Ъ*

Уровень собственных шумов молекулярного усилителя, как
и других квантовых усилителей, определяется, в основном, дву-
мя факторами: спонтанным излучением активного йёщества и
тепловым излучением устройств, окружающих активное вещест-
во— стенок резонатора, волноводов и др. Уровень шумов, обу*

IN
словленных спонтанным излучением в усилителе на молекулах
аммиака пренебрежимо мал, так как вероятность спонтанных
переходов за время т пролета молекулы через резонатор стре-
мится к нулю. Невелик также и уровень тепловых шумов при ра-
бочей температуре жидкого азота, равной 77° К.

Поскольку квантовый прибор на пучке молекул NH3 не нахо-
дит практического применения в качестве усилителя СВЧ коле-
баний, все вопросы, связанные с источниками шумов и методами
их оценки, мы рассмотрим далее на примере других квантовых
усилителей СВЧ.

Режим генерации. Выше, в гл. 7, уже отмечалось, что объем-
ный резонатор позволяет не только увеличить время взаимодей-
ствия электромагнитного поля с активным веществом, но и обе-
спечивает положительную обратную связь в приборе.

С увеличением плотности потока молекул NH3, поступающих
в резонатор, и ростом индуцированного излучения квантовый
усилитель может перейти в режим самовозбуждения и превра-
титься в генератор. Как и для любого автогенератора, условия
самовозбуждения определяются балансом мощностей и балан-
сом фаз. Последнее условие обеспечивается в рассматриваемом
квантовом приборе преобладанием в объемном резонаторе моле-
кул с более высоким уровнем энергии. Что же касается баланса,
мощностей, то ауо условие будет выполнено в том случае, если
энергия индуцированного излучения будет превосходить энергию,
отводимую в нагрузку, и энергию потерь в самом устройстве.
Так, например, при указанной выше длине резонатора /«10 см
и средней скорости молекул о «10s см/сек условие баланса мощ-
ностей будет выполнено, если среднее значение потока молекул,
поступающих в резонатор, будет не менее 10м частиц в секунду.

Квантовый генератор на пучке молекул аммиака отличается
высокой стабильностью частоты генерируемых колебаний и по-
этому может быть использован как высокоточный стандарт час-
тоты. Нестабильность частоты зависит от ряда факторов: рас-
стройки резонатора, изменения величины напряжения на сорти-
рующем конденсаторе и др. Однако влияние этих факторов отно-
сительно невелико. Так, например, при расстройке объемного
резонатора на 10 кгц уход частоты генератора составит всего
лишь 10 гц.

При величине излучаемой мощности порядка 10-10 вт неста-
бильность молекулярного генератора, т. е. отношение средней
величины отклонения частоты Ди к рабочей частоте ©о составля-
ет величину порядка IO-11.

8-3. ЭЛЕКТРОННЫЙ ПАРАМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС

Парамагнитные вещества. Как известно из курса физики, па-
рамагнитными называют такие вещества, в которых под действием
внешнего магнитного поля индуцируется магнитный момент, сов-
падающий по направлению с внешним полем. Иначе говоря, вос-
приимчивость парамагнетиков положительна и обычно увеличивает-
ся с понижением температуры.

Парамагнитными 'свойствами могут обладать свободные элек-
троны в полупроводниках и металлах, центры окрашивания, при-
месные атомы, а также атомы и ионы, обладающие отличным от
• нуля собственным магнитным моментом.

В квантовой электронике используются кристаллические веще-
ства, парамагнетизм которых обусловлен примесными ионами эле-
ментов, принадлежащих переходным группам в периодической си-
стеме. Это—группа железа (элементы с 21-го по 30-й), группа пал-
ладия (39—48-й элементы), группа редких земель (57—70-й), груп-
па платины (71—80-й) и группа актинидов (89—100-й элемент).
Наибольшее применение находят элементы групп железа и редких
земель. Парамагнитные свойства атомов этих веществ определяют-
ся нескомпенсированными спинами электронов внутренних элек-
тронных оболочек: 3dn электронами в группе железа и 4fn электро-
нами в группе редких земель. Атомы большинства таких элементов
в химических соединениях превращаются в парамагнитные ионы,
т. е. сохраняют парамагнитные свойства в отличие, например, от
атомов щелочноземельных элементов, парамагнитные свойства ко-
торых, обусловленные нескомпенсированными спинами валентных
электронов, теряются при химических соединениях. Так, например,
парамагнетизм железа ls22s22p63s23p63d64s2 с электронной конфи-
гурацией обусловлен электронами незаполненной 3d оболочки.
В соединениях железа валентные связи обеспечиваются двумя 4s
и одвим 3d электронами и атом превращается в парамагнитный
ион Fe^.

Атом в магнитном поле. Если атом, обладающий магнитным
моментом Мг, поместить в постоянное магнитное поле, то на него
будет действовать вращающий момент, пропорциональный вели-
чинемагнитного момента Mj, индукции магнитного поля В и уг-
лу в между Mj и направлением вектора В. Под влиянием этих сил
момент Mj будет прецессировать вокруг вектора В с ларморовой
частотой

«о-»

величина которой не зависит от угла в. Здесь gj — фактор Ланде.

Положение во внешнем магнитном поле, как и любого дру-
гого магнитного момента, пространственно квантовано. Его проек-
ция на направление z магнитного поля должна быть кратна целому
или полуцелому числу й/2л

(8-2)

Магнитное квантовое число mj может принимать 2J+1 значе-
ний:	J—1; ... 0 —J, где J — полное квантовое число ато-

ма. Примеры возможных ориентаций момента Mj показаны на
рис. 8-4.
Орйеитацйойяйя‘энергия, запасаемая атомом с магнитным Мо-
ментом Мз в постоянном магнитном поле, равна:

£-“т^'£в- м

Таким образом, в зависимости от ориентации момента от-
носительно лектора В появляются 2/4-1 новых энергетических со-
стояний. Иначе говоря, вне-

Рнс. 8-4. Возможные Ориентации полного
момента в магнитном поле при различных
значениях J.

шнее магнитное поле сни-
мает вырождение уровня /
с кратностью вырождения в
отсутствии поля, равной
274-1.

Расщепление энергетиче-
ского состояния атома в
магнитном поле, как извест-
но, называется зеемановс-
ким расщеплением, а полу-
чившиеся новые энергетй-

ческие подуровни — зеема-
новскими энергетическими
уровнями.

Как следует из (8-3), ве-

личина расщепления энер-
гетических состояний прямо пропорциональна индукции В магнит-
ного поля (рис. 8-5).

В соответствии с квантовыми законами разрешены такие изме-
нения энергетических состояний, при которых число ‘mj изменяется

Рас. 8-5. Растепление энергетических состояний в магнитном иоле,

на единицу. Таким образом, разрешенные изменения Д£ энергии
равны:

(8-4)
а соответствующая частота перехода

ДЕ „ « R

v“ ~Г=в^в’

(8-5)

Во многих случаях и выражение (8-5) принимает удоб-
ный для практического использования вид:

т 2,8 Мгц/ес.	(8-6)

В классическом опыте Зееманом были обнаружены переходы
между подуровнями, образовавшимися в результате расщепления

различных уровней — состояний, соответствующих различным зна-

чениям J. Переходы между такими

Рис, ®-6. К пояснению явления
парамагнитного резонанса.

подуровнями, разделенными отно-
сительно большими энергетически-
ми вазорами, сопровождаются в
большинстве случаев излучением в
оптическом диапазоне.

Явления парамагнитного резо-
нанса, обнаруженные спустя почти
50 лет, связаны с переходами меж-
ду ' энергетическими Подуровнями,
принадлежащими одному и тому
же уровню, т. е. состоянию с опре-
деленным значением Л Частоты этих
переходов, как правило, лежат в
диапазоне сверхвысоких частот, и

поэтому наблюдение явлений парамагнитного резонанса Сказалось
возможным лишь в результате развития техники СВЧ.

Явление парамагнитного резонанса. Электронным парамагнитным
резонансом (ЭПР) называют явление поглощения или излучения
электромагнитной энергии парамагнитным веществом, помещенным
в постоянное магнитное поле. Пусть парамагнитный^ атом, обла-
дающий моментом Mj, помещен в постоянное поле Во (рис. 8-5):

В соответствии с правилами пространственного квантования
угол а между вектором Во и образующей конуса, по поверхности
которого процессирует вектор момента MJt определяется одним из
возможных значений квантового числа mj. Внешнее электромаг-
нитное поле имеет круговую поляризацию и ориентировано’iaK, что
вектор В магнитной. индукции вращается в плоскости, .перпенди-
кулярной До. Результирующее магнитное поле в каждыйуломент
времени определяется; геометрической_суммой векторов Во и В.
Если направление вращения вектора В противоположно направ-
лению прецессии момента Ms, то в среднем эффект воздействия по-
ля В будет равен нулю. Такой же результату получится в случае
совпадения направлений вращения вектЬров Afj и В, но при отли-
чии частоты f электромагнитных колебаний от' частоты прецес-
сии f„.
Иной эффект наблюдается при совпадении направлений враще-
ния и частот (f—fa)- Суммарный вектор магнитной индукций, от-
клоняясь от направления Во, будет прецессировать вокруг этого
направления с частотой f. В результате появится постоянно дей-
ствующий на вектор Afj опрокидывающий момент. Действие этого
момента приводит к возникновению дополнительных колебаний, на-
лагающихся на прецессию вектора Mj. В зависимости от разности
фаз электромагнитных колебаний и прецессионного движения век-
тор Mj может занять одно из ближайших разрешенных состояний,
соответствующих квантовым числам tns или т}. При этом энергия
атома в суммарном магнитном поле соответственно увеличится или
уменьшится. Поскольку все фазовые соотношения равновероятны,
то одинаково вероятны для отдельного атома оба этих перехода.
Б любой системе в соответствии с законами статистики в более
низком энергетическом состоянии находится большее число ато-
мов. Поэтому и число возможных переходов вверх, в состояние с
большей энергией будет больше числа переходов вниз. В итоге при
облучении помещенного в постоянное магнитное поле парамагнит-
ного вещества электромагнитной энергией с частотой f=*fn будет
наблюдаться поглощение этой энергии — парамагнитный резонанс.

Парамагнитный резонанс в твердых телах. В сложных систе-
мах взаимосвязанных атомов или молекул, например в твердых те-
лах, описанные выше для изолированного атома явления сущест-
венно усложняются.

Во-первых, в подавляющем большинстве атомов не наблюдается
в чистом виде нормальная LS-связь, при которой электростатичес-
кое взаимодействие между электронами преобладает над магнит-
ным спин-орбитальным взаимодействием. В -некоторых случаях на-
блюдается иной вид связи, когда преобладающим оказывается
взаимодействие между спиновым и орбитальным моментами каж-
дого электрона.

Во-вторых, атомы в кристалле подвергаются воздействию внут-
ренних магнитного и электрического полей. Так, например, в кри-
сталле, содержащем парамагнитные ионы, на каждый ион дейст-
вует магнитное поле соседних ионов, величина которого может
достигать сотни гаусс. Вследствие тепловых колебаний узлов решет-
ки это поле флуктуирует и, следовательно, ионы находятся под
действием случайным образом меняющегося магнитного поля. Сле-
дует, правда, отметить, что в квантовых приборах обычно исполь-
зуются так называемые разбавленные парамагнитные СОЛИ'—кри-
сталлы немагнитных веществ с добавлением (0,01—1) % парамаг-
нитных ионов. Примером такого кристалла может служить широ-
ко применяемый в квантовой электронике рубин — окись алюминия
А12О8, в которой часть ионов А18* замещена парамагнитными иона- .
ми Ст24-. В таких разбавленных кристаллах действие магнитных
полей соседних ионов, естественно, ослаблено.

В любом кристалле, однако, существует довольно сильное внут-
рикристаллическое электрическое поле, направление и величина
170
Рис, 8-7. Спектр па-
рамагнитного резо-
нанса фторсиликата
никеля.

которого различны для разных кристаллографических направле-
ний. Под действием этого поля энергетические уровни атомов пре-
терпевают штарковское расщепление. Так, обычно под влиянием
внутрикристаллического поля энергетические уровни атомов и ио-
нов с нечетным числом электронов и в особенности низший нор-
мальный уровень расщепляются на два подуровня.

Б результате всех упомянутых выше факторов в кристаллах
наблюдается сложная структура атомных энергетических уровней,
которая уже не может быть описана квантовыми числами L, S и J.

Так, например, согласно экспериментальным данным для мно-
гих кристаллов наблюдается подавление орбитального момента
атома Aft и величина полного момента Afj определяется, в основ-
ном, спиновым моментом Мд. Иначе говоря, магнитные свойства
атома в твердом теле определяются его
спиновым моментом. Поэтому часто в ли-
тературе, рассматривая магнитные кристал-
лы, говорят о системе спинов, т. е. о систе-
ме спиновых моментов, определяющих маг-
нитные свойства вещества.

Во внешнем магнитном поле атомные
энергетические уровни кристалла претерпе-
вают зеемановское расщепление, в боль-
шинстве случаев анизотропное и не описы-
ваемое квантовыми числами tnj. Характер
и величина расщепления энергетических
уровней, как правило, различны для раз-
личных углов между какой-либо кристал-
лографической осью и направлением внеш-
него магнитного поля.

На рис. 8-7 показана для примера кар-
тина расщепления энергетических уровней

фторсиликата никеля (NiSiF6) во внешнем магнитном поле.

Спектр парамагнитного резонанса. Если такой кристалл об-
лучать электромагнитной волной с частотой Vp^AEp/A, плавно из-
меняя при этом напряженность внешнего постоянного магнитного
поля, то при определенных значениях В' , В" и В”,соответствую-
щих переходам с частотой vp, будет наблюдаться парамагнитный
резонанс. Б зависимости POTp=f(B)—отраженной от кристалла
электромагнитной волны — появляются провалы, регистрирующие
поглощение электромагнитной волны кристаллом. Ряд значений В.
соответствующих парамагнитному резонансу при заданной величи-
не vp, или, наоборот, значения v при некоторой величине В == const
называют спектром парамагнитного резонанса для< данного ве-
щества

Ширина линии. Поглощение энергии при парамагнитном резо-
нансе наблюдается в пределах некоторого диапазона частот вблизи
центральной частоты резонанса. Этот диапазон частот как уже
упоминалось в гл. 7, называется шириной линии. Ширина линии
парамагнитного резонанса йавнсит 6т ряда причин, большинство?
которых было, рассмотрено выше, но несколько факторов специ-;
финны именно для парамагнитных твердых тел. Согласно принципу •
неопределенности энергия состояния частицы может быть опреде-
лена с точностью до величины	где Дт — время пребыв а-’

Рис, 8-8. Расщепление энергетических со-
стояний рубина в магнитном поле.

имя частицы в денном сос-
тоянии. В процессе цара-^
магнитного резонанса час*
тицы изменяют свое состоя-
ние. После снятия индуци-
рующего излучения система
спинов возвращается в сос-
тояние термодинамического
равновесия за счет релакса-
ционных процессов. В пара-
магнетиках эти релаксаци-
онные процессы связаны с
обменом *энергней между
частицами и тепловыми ко-
лебаниями решетки. Этот
процесс называют спмн-ре-
шеточной релаксацией и ха-
рактеризуют его средним
временем тс.р. За это время
возбужденная система спи-
нов, обмениваяср фононами
с кристаллической решет-
кой, практически возвраща-

ется в состояние равновесия. Таким образом, минимальная ширина
линии определяется соотношением Avn^l/rc.j>.

Величина тс.р для парамагнетиков существенно зависит от тем-
пературы, изменяясь от десятых долей секунды при 7==4,2ОК до

микросекунд при комнатных температурах.

Значительно более сёрьезный вклад в ширину линии парамаг-
нитного резонанса вносят йроцессы спин-спикмой релаксации —
взаимодействия частиц друг с другом. Этот Вид взаимодействия
обусловлен наличием собственных электрических и магнитных по-
лей .атомов и ионов, Воздействию которых подвергаются ионы, рас-
положенные в ближайших узлах решетки. Спнн-спиновая релакса-
ция также характеризуется некоторым сред ним временем то.с, ко-
торое для парамагнитных веществ имеет порядок 10-8 Сек. Расши-
рение линии ЭПР за счет спин-спиновой релаксации достигает не-'
скольким десятков мегагерц.

- Зеемановское расщепление уровней в рубине. На рис! 8-8 пока-
заны диаграммы расщепления основного энергетического уровня
рубина, помещенного во внешнее магнитное поле. Как уже было
сказано, магнитные свойства рубина, определяются наличием
в кристалле парамагнитных ионов Сг®+. Хром (атомный номер 24)
имеет электронную конфигурацию Is2 2s2 2pe 3sa 3/J® 3d? 4s1. НеЗа-
т^рлненнымн остаются оболочки 3d и 4s. В рубине хром, замещая
атом Ai, трехвалентен. Валентные связи обеспечиваются одним
4^ и двумя 3d электронами. Три оставшихся в оболочке 3d элек-
трона обусловливают магнитные свойства иона Ст*+. Для основ*
Ж состояния £е=8/2-, £—3;	Следовательно, свободный ион <

ен иметь ’27+1=4 зеемановских уровня. В. кристалле орби-
тальный момент Mt сильно подавлен и четыре зеемановских уров-
ня определяются спинами нона Cr3* (2S+1==4). В результате
действия внутреннего электрического поля наблюдается нулевое
расщепление (при нулевом внешнем магнитном поле) уровней на
два дублета, соответствующих квантовым .числам mj=±Vs
и	Энергетический зазор между этими дублетами при »

В=0 соответствует частоте перехода v==ll,4 Ггц.

Как видно из рис. 8-8,а, в случае совпадения направления’
вектора ~ё внешнего магнитного поля с осью симметрии кристалла
рубина (6=0) наблюдается линейная зависимость E^f (/?)•
В иных случаях (6=^0) эта зависимость нелинейна, в особенности
в Области слабых и средних значений магнитного поля. В зависи-
мости от угла 6 изменяется и характер изменения Ee=f (В) для
различных уровней.

Важно отметить, Что при нарушении линейной зависимости
теряют смысл квантовые числа mj’ Поэтому и на диаграммах
рис. 8-8, в и г энергетические уровни обозначены просто циф-
рами, начиная с наиболее низкого. Понятно, что при этом теряет1
смысл и правило отбора, разрешающее переходы между, уровнями
только при условии, что квантовое число т3 меняется xfcl. Та-
ким образом, в области нелинейной зависимости £=/ (В) запре-
щенные переходы становятся разрешенными. Вернее, для каждого,
значения В и угла 6 может быть вычислена вероятность того или-
иного перехода. В нелинейной области эта вероятность для .любо- s
го перехода достаточно велика или, как говорят, здесь наблюдают- ’
ся сильно разрешенные переходы.

Для квантовых СВЧ приборов Особый интерес представляет,
случай, иллюстрируемый рис. 8-8, а. Кривые £=/{£) для этой)"
случая симметричны относительно средней линий, что весьма
удобно для реализации схемы двойной накачки (см. § ;$М)-
Поэтому угол 6=54°44/ в литературе часто называют угйом
двойной накачки.

'.В заключение следует еще раз отметить, что на рис. 8-9 «сказа-
но (зеемановское расщепление основного наиболее низкого: й®ерге-
тического уровня и переходы между различными подуровнями
соответствуют явлениям парамагнитного резонанса, лежащего
в области сверхвысоких частот.

ЭД КВАНТОВЫЙ ПАРАМАГНИТНЫЙ УСИЛИТЕЛЬ

Определение. Квантовым парамагнитным усилителем (КПУ)»
называют .такое устройство, в котором увеличение'энергии элек-
тромагнитной волны происходит за счет индуцированного излуЧе-
ния при парамагнитном резонансе вещества, находящегося в ак-
тивном состоянии (характеризуемого отрицательной температу-
рой).	’

Вследствие когерентности индуцированного излучения с подво-
димыми ко входу усилителя электромагнитными колебаниями
усиленные колебания на выходе устройства сохраняют частоту,
поляризацию и направление распространения.

Рис. 8-10. Устройство двухчастотного
резонатора.

1 — активное вещество; г — отрезок волно-
вода — резонатор накачки; 3 — полосковая
линия—резонатор сигнала; 4—настройка
резонатора накачки; 3 —настройка резоиа-

Рис. 8.9. Устройство резонаторного
КПУ проходного типа.

I — двухчастотный резонатор; 2—активное
вещество; 3- входной фидер: 4—выходной
фидер; б — генератор накачки; 6 — ферри-
товый вентиль; / — аттенюатор; 8— сосуды
Дьюара.

j Устройство. Существует несколько типов конструкции кванто-
вых парамагнитных усилителей; резонаторные усилители, которые
в свою очередь делятся на резонаторные усилители проходного
и циркуляторного типов, а также квантовые усилители бегущей
волны.

Устройство резонаторного КПУ представлено на рис. 8-9.
Парамагнитный кристалл помещен в специальный двухчастотаый
резонатор, один из возможных вариантов конструкции которого
показан на рис. 8-10. Отрезок волновода длиной п%п/2, где Хн—
длина волны типа ТЕк в волноводе на частоте накачки, настроен
на частоту сигнала накачки. Резонатором для усиливаемого сигна-
ла служит .отрезок полосковой линии длиной >.с/4, где Хо — длина
волны ТЕМ на частоте сигнала.

Усиливаемый сигнал подводится к резонатору через входной
волноводный или коаксиальный фидер, проходит через активное
вещество и через выходной фидер отводится в нагрузку. Такое
устройство резонатора используется в усилителях проходного типа.
В усилителях циркуляторного (отражательного) типа для мподи
ийэывода сигнала используется один и тот же фидер (рис. 8-11)
Ддя развязки входной и выходной цепей используется специплык»
устройство—ферритовый циркулятор. Особенность этого устрой
стйа состоит в том, что сигнал из входного плеча 1 может поп петь
только в плечо 2, ведущее к резонатору, а отраженный сигнал in
плеча 2—только в плечо 3, соединяемое с нагрузкой. Рязмнк-i

Рис. 8-12. Устройство КПУ бегущей
волны.

Рис. 8-11. Устройство резонаторного
КПУ отражательного типа.

I—двухчастотный резонатор; 2—активное
вещество; 8 — фидер накачки; 4 — фидер
сигнала; 5 — аттенюатор, б — ферритовый
вентиль; 7 —генератор накачки; 8—фер-
ритовая циркулятор; 9 —сосуды Дьюара.

I— входной фидер сигнала; 2— выходной
фидер сигнала; 3— волновод ппкечки,-
4 — замедляющая система; 5—aitilinno*
вещество; 6 — вентильный кристалл; 7—ат-
тенюатор; 8 — ферритовый вентиль; 9 — ге-
нератор накачки; 10— сосуды Дьюарп.

между входной и выходной линиями (плечи I и <?) обычно состав-
ляет 25—30 дб.

Иную конструкцию имеет колебательная система в КПУ бе
гущей волны (рис. 8-12). Усиливаемый сигнал подводится к отрс»
ку волновода, внутри которого расположена замедляющая системе
штыревого или какого-либо иного типа (рис. 8-13). По одну старо
ну от замедляющей структуры размещается парамагнитный крис-
талл, а по другую—вентильный кристалл, обеспечивающий
невзаимность устройства. Применение замедляющей структуры
позволяет уменьшить скорость электромагнитной волной в дегятки
или сотни раз и тем самым получить нужную эффективность
взаимодействия волны с активным веществом при длине парамаг-
нитного кристалла, в десятки или сотни раз меньше той, которая
потребовалась бы для того же эффекта в свободном пространстве.
Активное вещество, располагают $ той части замедляющей
системы, где высокочастотное магнитное поле, создаваемое сигма-
лом, имеет круговую поляризацию. Это обеспечивает так называ-
емое невзаимное взаимодействие поля .усиливаемого сигнала с па-
рамагнитным кристаллом: электромагнитная волна^ распростра-
няющаяся от входа замедляющей системы к ее выходу, эффективно
взаимодействует с веществом, вызывая интенсивное индуцирован-
ное излучение, связанное с парамагнитным резонансом. Волна,' от-

Рис. 8-13. Устройство замедляющей си-
стемы КПУ бегущей волны.

J — волновод; 2—штыри замедляющей систе-
мы; 5 — активное вещество; 4 — вевзяяыное
устройство.

раженная от выхода замедля-
ющей системы, с парамагнит-
ным кристаллом практически
не взаимодействует.

Эффект невзаймного взаи-
модействия усиливается при-
менением вентильного крис-
талла, интенсивно поглощаю-
щего отраженную волну и
практически не создающе-
го затухания для волны, дви-
жущейся в прямом направ-
лении.

При любой конструкции
колебательной системы к па-
рамагнитному кристаллу чет
рез отдельный волноводный
или коаксиальный фидер под-
водится от специального гене-

ратора сигнал накачки. Вентильное устройство служит для защиты
генератора накачки от воздействия отраженной от колебатель-
ной системы волны. Аттенюатор используется для регулирования
уровня мощности накачки, подводимой к парамагнитному крис-
таллу.

Как видно из рис. 8-9, 8-11 и 8-12, активное вещество вместе
с колебательной системой и частью подводящих фидерных линий
помешается в сосуд, содержащий жидкий газ. Такие сосуды, на-
зываемые сосудами Дьюара, представляют собой контейнеры
с двойными стенками, из пространства между которыми откачан
воздух. Для поддержания очень низкой температуры жидкого ге-
лия (4,2° К) внутренний сосуд помещен во внешний сосуд Дьюара,
заполненный жидким азотом (Т=77°К).

Глубокое охлаждение рабочего вещества КПУ и колебатель-
ной системы необходимо по ряду причин. ,

Во-первых, снижение температуры рабочего вещества до темпе-

ратуры жидкого гелия позволяет .резко увеличить разность насе-
ленностей ва рабочем переходе и получить в КПУ достаточно
большие коэффициенты усиления (20—30 56).

Вторая причина глубокого охлаждения усилителя—уменьше-

ние интенсивности тепловых процессов в активном веществе и со-
ответствующее увеличение времени тс.р релаксации системы. При
Пизких температурах, таким образом,' для получения нужного
коэффициента инверсии населенностей требуется; меньшая мощ-
ность сигнала накачки.

\ И, наконец, глубокое охлаждение позволяет существенно сни-
зить уровень собственных шумов усилителя* природа которых име-
ет в основном тепловой характер (тепловое излучение активного
вещества, стенок резонатора, волноводов й т. п.).

Постоянное магнитное поле образуется магнитами, которые
морут быть расположены вне системы охлаждения. Вес таких
мандатных систем достигает десятков и сотен килограмм. В col-
ременных конструкциях квантовых усилителей для этой целя ис-
пользуются электромагниты с токопроводом из сверхпроводящих
материалов, размещаемые вместе с резонатором в сосуде с жидкйм
гелием. Такие магниты не нуждаются в постоянных источниках
тока. После возбуждения тока их обмотки закорачиваются сверх-
проводящей перемычкой. Вес таких магнитных систем невелик л
значительно меньше веса охлаждающей системы.

Активное вещество. В качестве активного вещества В кванто-
вых парамагнитных усилителях может быть использован ряд кри-
сталлов: рутил (TiOj), вольфраматы (MgWO*; ZnWO<; CdWOy
с примесью ионов Сг3* или Fe®+ и другие соединения. Однако
наиболее,широкое применение находят кристаллы рубина.

Система рабочих уровней. Выбор рабочих энергетических уров-
ней в рубине во многом зависит от рабочей частоты усилителя.

В диапазоне волн 3—5 см (6—10 Ггц) чаще всего используют-
ся четыре энергетических уровня кристалла рубина, ориентирован-
ного относительно внешнего магнитного поля под углом 0»=54e44z
(рис. 8-14). Энергетическая накачка ведется пушпульно: Одновре-
менно на переходах 1-»-3 и 2-+4, частоты которых равны (vt$™

в широком диапазоне изменения магнитного поля 8. При
этом заселяется верхний уровень £а рабочего перехода 8-*2
и обедняется его нижний уровень £2.

Такой метод накачки, как уже упоминалось в гл. 7, позволяет
получить инверсное состояние системы при условии, что Частоте
накачки будет больше частоты сигнала (ти>*з2). а не удвоенной
частоты сигнала, как это требуется при использовании тр&йров-
неВой системы. Таким образом, при рабочей частоте 6—
в качестве генератора накачки может быть использован-, надаЙмер.
клистронный генератор с частотой f >42-1-20 Ггц. ПУ

На более длинных волнах	v<6 Ггц) чаще ис-

пользуют системы из трех рабочих уровней при ориентаций кри-
сталла относительно поля В под углом ©=90°. На рисГЗМо.о
показаны рабочий переход 4-*-3 и вспомогательный перевод на-
качки 2-н? или, что то же самое 1—>-?, так как в слабой ./Магнит-
ном поле уровни Ei и Е2 практически сливаются. Как видно из
рисунка, ДЕх4>2Д£43. Этот режим выгоден возможностью ис-
пользования слабого магнитного поля, порядка 200—700 гс.

Наибольший коэффициент инверсии населенностей достигается
в случае использования режима, показанного' на рис. 8-16,0.

т

12-99
Ввиду слабого расщепления уровней £t и Еа в этом режиме необ»
ходимо использование более сильных-магнитных полей, что одийкА
окупается существенным увеличением коэффициента ииверси^,
а следовательно, и коэффициента усиления.	/

Эквивалентная схема. Квантовый усилитель резонаторного ти-
па можно представить простой эквивалентной схемой (рис. 8-16).

Рис. 8-14. Четырехуров-
невая система в кристал-
ле рубина.

Рис. 8-15. Режимы работы в системе из трех
уровней рубина.



О



Рис. 8-16. Эквивалентная
схема КПУ резоиатор-
ного типа.

Индуктивность Lq и емкость Со образуют колебательный контур
с резонансной частотой юо= 1/ VLqCo. Омические потери в этом
контуре характеризуются резистором Ro- Величина Zq—волновое
сопротивление подводящего фидера.

Высокочастотные колебания, подлежа-
щие усилению, при подаче на вход усилите-
ля вызывают индуцированное излучение ве-
щества с инверсной населенностью. Это
свойство активного вещества характеризу-
ется отрицательным сопротивлением — Ru-
В рабочем режиме |/?м| >•]/?о| -

Величина резистора —RK естественно
зависит от физических параметров актив-

ного вещества, формы линии магнитного резонанса и других фак-
торов.

Для дальнейших рассуждений и при определении основных па-
раметров квантового усийнтеля удобно пользоваться не величиной
отрицательного резистора — /?ы. а понятием отрицательной магнит-
ной добротности.

Отрицательная магнитная добротность, характеризующая уси-
лительные свойства активного вещества, может быть на основании
эквивалентной схемы (рис. 8-16) определена следующей формулой:

(8-7)

или иначе
здесь Ер—энергия, Запасаемая в резонаторе; Рм —мощность, из
лучаемая активным веществом под действием сигнала; Vo —urtii
рельная частота линии магнитного резонанса на рабочем пе|№кпД№
(при точной настройке контура 2nvc=<ao)-

Энергия Ер, запасаемая в резонаторе, может быть найдгни ни
основании известного из физики соотношения

Ep=^fH2dV,	(8-9)

2*'рез

где р—относительная магнитная проницаемость среды; цв—мйь
нитная проницаемость вакуума; Н— напряженность высокочйгии •
ного магнитного поля в резонаторе; -dV—элементарный объем ре-
зонатора. Интегрирование производится по всему объему резона-
тора Грез.

Для мощности, излучаемой активным веществом, можно запи-
сать:

₽11 = ГИ<Щ1ВсЛ,	(в-10)

4“ кТ

В этом выражении N—полное число частиц на всех п—рабочих
уровнях; I—коэффициент инверсии, определяемый соотношением
(7-26); vc — частота сигнала; Ес— вероятность индуцированных
сигналом переходов; —элементарный объем рабочего веще-
ства. Интегрирование производится по всему объему ^рабочего ве-
щества в резонаторе.

Следует иметь в виду, что излучаемая мощность зависит от
частоты сигнала в соответствии с фактором формы линии парамаг-
нитного резонанса. Учитывая это обстоятельство и используя вы-
ражения (8-9) и (8-10), можно записать выражение для магнитной
добротности в виде

— =-----L-	(8-11)

QM Qmo I+(2a)»

Б этом выражении a — Av/Avn—отношение расстройки часто-
ты сигнала от центральной частоты линии (Av = vc— тл) к ши-
рине линии &va, а Qmd — модуль отрицательной магнитной добрел
ности на резонансной частоте (2nvc=coo)

Qmo *	41 лЛУл

(8 12)

здесь полное число частиц на всех п уровнях; I—коэффици-
ент инверсии рабочего перехода; Ап0—разность относительных
населенностей уровней рабочего перехода при термодинамическом
равновесии; о5 — коэффициент вероятности рабочего перехода час-
тиц (при сильноразрешенном переходе о8^!); ц—фактор запол-
нения резонатора активным веществом, определяющий эффектив-
ность использования высокочастотного магнитного поля и равный
отношению энергии магнитного поля, запасенной в активном в<
ществе. к магнитной энергии, запасенной во всем резонаторе. !

Модуль магнитной добротаости равен:	*

1 Qu I Quo у 1 _|_ (2д)8

Анализируя соотношения (8-11) — (8-13), можно сделать сле-
дующие выводы, важные для дальнейшей оценки параметров кван-
тового усилителя.

Величина 1/QM—комплексная; ее действительная часть харак-
теризует усилительные свойства активного вещества, помещенного
в резонатор, а мнимая часть — дисперсионные свойства. При точ-
ной настройке частоты сигнала v«j на центральную частоту линии
vjj(Av=vc—vM=0) магнитная добротность — действительная ве-

личина. При расстройке Av=± Av^r величина |1/QM| умень-
шается в 2 раза.

В условиях резонанса величина 1/QM зависит от ряда важней-
ших физических и конструктивных параметров. При конструирова-
нии квантовых усилителей стремятся получить наибольшее значе-
ние величины |1/0к!. Как видно из (8-12), для удовлетворения
Этих требований необходимо наиболее эффективно использовать
объемный резонатор: стремиться заполнить его целиком, обеспечи-
вая при этом ориентацию высокочастотного магнитного поля в. на-
правлении, оптимальном для индуцирования рабочих переходов.
В этом случае q-Ч.

Желательно также увеличивать концентрацию спинов N,. одна-
ко при этом следует учитывать, что в этом направлении имеется
оптимум. Чрезмерное увеличение концентрации N приводит к уши-
рению линии за счет спин-спинового взаимодействия, увеличению
спин-решетчатых и кросс-релаксационных эффектов, что в свою
очередь уменьшает коэффициент инверсии / и требует увеличе-
ния мощности накачки. Обычная величина концентрации спинов
в активном веществе имеет порядок JV«10,s-£-Ю20 см~*.

Для увеличения коэффициента инверсии I и величины А«о при-
меняют глубокое охлаждение рабочего вещества. Как следует нэ
классической статистики (7-7)

- Е

F(E) = Ce~^.

чем выше температура системы, тем положе экспонента, описываю-
щая распределение частиц по энергетическим состояниям. Раз-
ность населенностей рабочих уровней в инверсном состоянии по
порядку величины такая же, как и разность населенностей в услови-
ях термодинамического равновесия. В диапазоне сверхвысоких час-
тот и при комнатных температурах величина разности населенно-
стей имеет порядок 10-4. При низких температурах, например при
Температуре жидкого гелия (7^4,2 *К), экспонента (7-7) стано-
вится крутой и разность населенностей существенно возрастает,
1 Немаловажное значение для увеличения коэффициента инвер-
сии I имеют соотношения частот сигнала и накачки, а также веро-
ятностей релаксационных переходов.

fe.самом деле на основании выражения (7-38) для коэффициен-
та! инверсии можно записать:

Отсюда, как и нз анализа выражения (7-38), следует, что коэф-
фициент инверсии тем больше, чем сильней неравенство WSiVii >
>Ws2V32 и IFai > ^32.

Таким образом,

(8-16)

где Уз2—частота рабочего перехода 3->2, а накачка ведется на
переходе /->3. Следовательно, коэффициент инверсии f увеличи-
вается с ростом отношения частоты накачки к частоте сигнале
vig/vsb з также с увеличением времени жизни частиц на уровне
(Was мало) й интенсивности релаксационных переходов 2-*/ (ТГц
велико)1, обедняющих вмжнйй уровень рабочего перехода.

Обычно квантовые усилители работают с коэффициентами ин-
версии 7 л? 1-^-4.

Как следует из (8-12), желательно также сужать ширину линии
Дтя парамагнитного резонанса. Однако, как это'было показано
ранее, величина Лкл определяется рядом физических параметров,
произвольное управление которыми не всегда возможно. Кроме то-
го, величина Атп не должна ограничивать полосу пройу&айяе
квантового усилителя. Как правило, однако, ширина линий
имеющая величину порядка нескольких десятков или сотен мега-
герц, значительно превышает полосу усиливаемых частот.

При упомянутых выше численных значениях величин, входящие
в (8-12), величина магнитной добротности в реальных устройствах'
QM« 100+250.

В заключение следует отметить, что величина магнитной'Лоб-
ротяости весьма слабо зависит от изменения величины магнятйото
поля, стабильности частоты накачки и т. д. Иначе говоря, ййтив^
ные вещества, используемые в квантовых парамагнитных усилите-
лях, отличаются достаточно высокой стабильностью, обеспечивай
устойчивое усиление при удовлетворении необходимых требований.

8-5. ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ КВАНТОВЫХ

ПАРАМАГНИТНЫХ УСИЛИТЕЛЕП

Основными параметрами квантовых парамагнитных усилителей
служат: рабочая частота ve или длина волны Кс сигнала, для уси-
ления ноторого рассчитан усилитель; частота va ияй длина водим
Хи сигнала накачки; полоса иропускання усилителя Ave; коэффй»
циент Кр усиления сигнала по мощности; величина магнитной ин-
дукции Во или напряженности Но внешнего постоянного магнитно-
го поля; температура рабочего вещества; фактор шумов или темпе-
ратура шумов и динамический диапазон усилителя.

Выбор рабочего вещества и конструкции сверхвысокочастотных
узлов во многом определяется рабочей частотой сигнала.

В свою очередь конструктивное решение существенно влияет на
величины коэффициента усиления, полосы усиливаемых частот и
других параметров. Рассмотрим основные параметры КПУ, обсуж-
дая попутно некоторые конструктивные особенности усилителей
различных типов.

Рабочая частота сигнала. Квантовые парамагнитные усилите-
ли используются для усиления сигналов в достаточно широком диа-
пазоне сверхвысоких частот: от 0,6 до 75 Ггц или соответственно
в диапазоне волн от 0,4 до 50 см.

В длинноволновой части этого диапазона, а также на волнах
Л «1-^6 см в качестве рабочего вещества обычно используют
рубин.

На волнах короче 1 см применяют рутил с примесью железа
или хрома, который, впрочем, находит применение и в более длин-
новолновой части диапазона.

Как уже отмечалось выше, на более длинных волнах использу-
ется энергетический спектр кристалла рубина, тригональная ось
которого располагается перпендикулярно направлению магнитного
поля (0—90“). В области более коротких волн обычно используют
систему четырех уровней кристалла рубина, ориентированного от-
носительно магнитного поля под углом 0=54°44'.

Частота сигнала накачки. Энергетическая накачка в КПУ обыч-
но осуществляется с помощью клистронйых генераторов с длиной
волны ?va«2,O-5-2,6 см —-в дециметровом диапазоне волн и
«0,2-5-1,3 см—в сантиметровом и миллиметровом диапазонах.
Как было показано выше, частота накачки должна по крайней ме-
ре в 2 раза превышать частоту сигнала (vh/v<.>-2). Это отношение
наиболее трудно осуществимо в коротковолновой части диапазона,
где обычно Vh/vcks2. В дециметровом диапазоне волн величина от-
ношения vBlvc может достигать 15 и более.

Температура рабочего вещества. Обычно квантовые парамаг-
нитные усилители работают при температуре жидкого гелия
(Т=4,2°К). В некоторых устройствах при откачке паров гелия до
давления примерно 5—20 мм рт. ст. температура понижается до
1,5-—2°К. Устройства, предназначенные для получения и поддер-
жания низкой температуры, называют криостатами. Как уже отме-
чалось в § 8-4, жидкий гелий и жидкий азот заливаются в
специальные стеклянные или металлические сосуды Дьюара. Вол-
новодные и коаксиальные фидеры, а также другие элементы СВЧ
тракта, размещаемые в жидком гелии, выполняют из нержавеющей
стали или латуни.

Для КПУ, эксплуатируемых в полевых условиях, используются
специальные установки для ожижения гелия с замкнутым циклом.
Необходимость применения криостатов приводит к существен-
ному усложнению конструкции квантовых усилителей, которое, од-
нако, окупается рядом других достоинств.

Величина индукции постоянного магнитного поля лежит в преде-
лах 0,1—5 кгс, увеличиваясь по мере укорочения рабочей волны.

Выше уже отмечалось, что для создания постоянного магнитно-
го поля используются как внешние магнитные системы, распола-
гаемые вне криостата, так и системы электромагнитов (или посто-
янных магнитов), размещаемые вместе с колебательной системой
в сосуде с жидким гелием. Внешние магниты, используемые обыч-
но в лабораторных установках, весьма громоздки и достигают веса
в несколько сот килограмм. Вес магнитов, размещаемых в крио-
стате, как правило, значительно меньше, так как требуются мень-
шие зазоры между полюсными наконечниками, а диаметр самих
наконечников для создания однородного магнитного поля также
может быть существенно сокращен. Конструкция электромагнитов
для использования в среде жидкого гелия весьма проста: на ла-
тунный каркас наносят обычно неравномерную уплотненную на
концах, сверхпроводящую обмотку из нескольких тысяч витков
ниобиевой проволоки. После возбуждения тока обмотка соленоида
закорачивается также сверхпроводящей перемычкой. .

Коэффициент усиления и полоса пропускания КПУ существен-
ным образом зависят от конструкции их колебательной системы.
Рассмотрим поэтому эти параметры применительно к основным ти-
пам квантовых усилителей.

Однорезонаторный КПУ. Устройство одиорезонаторных усили-
телей проходного и отражательного типов было показано на
рис. 8-9—8-11. Наибольшее распространение получил отражатель-
ный усилитель, в котором эффективность взаимодействия поля
с активным веществом примерно в 2 раза больше, чем в усилителе
проходного типа. Это объясняется тем, что в отражательном уси-
лителе сигнал излучается лишь в направлении выходного фидера,
в то время как в проходном усилителе это излучение происходит
как через входное, так и через выходное отверстия связи.

Усилительные свойства КПУ, как это было показано в преды-
дущем параграфе, характеризуются магнитной добротностью ве-
щества QM. Использование этой величины в сочетании с эквива-
лентной схемой колебательной системы усилителя позволяет с по-
мощью хорошо известных из теории цепей и радиотехники методов
найти величину КР— коэффициента усиления, уравнение частотной
характеристики, величину полосы пропускания и другие параметры.

В усилителе отражательного типа усиленным является сигнал,
отраженный от резонатора, т. е. тот сигнал, который получился на
выходе резонатора в результате суммирования входного сигнала -и
индуцированного излучения активного вещества, развившегося
под воздействием пришедшего сигнала. Таким образом, коэффици-
ент усиления сигнала по мощности равен квадрату модуля коэф-
фициента отражения

К = |Г|».	(8-16)
Как известно из теории детей.

(8-17)

где

Z-tat» +-------- -	----—	(8-18)

^—сопротивление петли связи плюс сопротивление контура, пере-
считанное ко входу линии связи (см. рис. 8-16).

Введем понятия добротности резонатора

<2. = ^;	(8-19)

«•

добротности устройства связи



добротности линин парамагнитного резонанса

«“-Й	(8-21>

и относительной расстройки частоты сигнала vc—ос/2л от резо-
нансной частоты vo=wo/2n контура

о» =	.	(8-22)

С помощью этих величин, пользуясь методами анализа теории
цепей, можно получить выражение для коэффициента усиления при
условии vo—V*:

(4-4- -»)'+« (>+«v

Кр = ASs—За----4— — ? ,	(8-23)

(4?+4—

где

р -------!---.	(8-24)

M1+W

Для случая резонанса (Ve«ve«vn) (8-23) принимает вид:

S •	(8‘25>

\Q» Qcb Qiao J
ФормуЛй (8-23) Описывает частотную характеристику усилителя,
которая йо форме близка к резонансной кривой одиночного контура.
' Из выражения (8-25) можно, в частности, видеть, что Кро>1
в том случае, когда мощность индуцированного излучения превы-
шает потери в резонаторе (QMo<Qo);	при условии, что

I/Qmo^I/Qo+1/Qcb. В отсутствие активного вещества (QMo->«>)
подводимый к усилителю сигнал претерпевает ослабление (K»od)-

С помощью формулы (8-23) можно установить связь между ве-
личиной полосы пропускания усилителя Дтс на уровне Кр—лро/2
и величиной /Ср0

1) Avc = 2v,
Мог. ~

(8-26)

При условии, что величина Дтл много шире полосы пропуска-
ния Загруженного резонатора, выражение (8-26) можно перепи-
сать в виде

(К^;- 1) А’с = 2v, U- - J-).	(8-27)

\ Чме Ч»)

Приближенно можно полагать, что в этом случае полоса про-
пускания усилителя определяется полосой Дт»я нагруженного резо-
натора. Для 1 можно записать: ,	*

2Av„'VT^.	(8-28)

Это выражение, как и предположения, высказанные выше, спра-
ведливо для длинноволновой части диапазона, где обычно выпол-
няется неравенство AvH<g:Avn.

В коротковолновой области часто	и полоса пропуска- •

ния усилителя определяется величиной Д<уп

Avc»2Av„/r«^.	(8$9)

Ив выражений (8-28) и (8-29) видно, что произведение
Avc УKvt> равно некоторой определенной величине, что характер-
но вообще для регенеративных усилителей. С увеличением Кро по-
лоса пропускания усилителя сужается.	г«

Величина Кро ДЛЯ одноконтурных КПУ обычно не превышает
20—25 дб, а величина полосы пропускания лежит в пределах от де-
сятых долей до единиц мегагерц. Для расширения полоса пропус-
кания часто в КПУ используют систему из двух связанных кон-
туров.	'	!

Двухрезонаторный усилитель. В общем случае Эквивалентная
схема двухрезонаторного КПУ имеет вид, показанный на рис. 8-17,
Первый резонатор может быть пассивным, т. ф.Ие содержащим
активное вещество. В этом случае коэффициент усиления и полокЗр
Рис. 8-17. Эквивалентная схема двухрезо-
наторного КПУ.

пропускания определяются следующими выражениями:

- (.	(8-30)

_____	*" U/Q«~*s<2mJ

где	a <2„характеризует добротность связи первого

r LiLf

резонатора с линией

1 =V,TCS(Yf~1)--	(8-31)

Чмо + чл

Для усилителя, в котором оба резонатора содержат активное
вещество, полоса пропускания увеличивается в J/2 по сравнению
с величиной, рассчитанной
по формуле (8-31).

В общем случае исполь-
зование системы из двух
связанных контуров позво-
ляет расширить полосу про-
пускания в 1,5—2 раза.

Квантовый усилитель бе-
гущей волны. Дальнейшее,
по сравнению с двухрезо-
наторным КПУ, расширение

полосы пропускания может быть достигнуто с помощью цепрчки
нескольких связанных резонаторов. Однако ко времени создания
квантовых усилителей СВЧ был уже накоплен значительный опыт
разработки широкополосных усилительных ламп бегущей волны,
в которых применялись различного рода замедляющие системы.
Этот опыт с успехом был использован при конструировании кван-
товых парамагнитных усилителей бегущей волны.

Устройство КПУ бегущей волны и конструкция узла замедляю-
щей системы были показаны на рис. 8-12 и 8-13. Наиболее широкое
применение в КПУ нашли замедляющие системы штыревого типа
(рис. 8-13). Каждый штырь в такой системе подобен заземленному
четвертьволновому вибратору. У основания штыря магнитное поле
описывается силовыми линиями в виде концентрических окруж-
ностей и по разные стороны гребенчатой структуры образуются об-
ласти с круговой поляризацией разных знаков. Это означает, что
условия эффективного взаимодействия движущейся от входа вол-
ны с веществом, а следовательно, и интенсивного индуцированно-
го излучения могут быть получены лишь при размещении активно-
го вещества по одну сторону гребенки. В то же время отраженная
волна, движущаяся ко входу, образует со стороны активного веще-
ства поле, знак поляризации которого неблагоприятен; энергия
этой волны поглощается активным веществом. За счет этбго эф-
фекта достигается ослабление отраженной волны на 15—20 дб.

Помимо этого, как уже было сказано ранее, по другую сторону
замедляющей системы располагают специальные развязывающие
элементы, интенсивно поглощающие отраженную волну. В качест-
ве такого невзаимного элемента может быть использован тот же
рубин, но с повышенной концентрацией Сг (до 1—2%). Такой эле-
мент обеспечивает затухание обратной волны порядка 30 дб. Волее
высокие развязки (>100 дб) получают При использовании в каче-
стве невзаимного элемента дисков из гранатового феррита.

Величину коэффициента усиления КПУ бегущей волны можно
рассчитать методами обычного анализа цепей с использованием,
как и ранее, понятия магнитной добротности вещества:

(8-32)
Цю I + °аЦ„

здесь

6 = с/огр	(8-33)

—- коэффициент замедления волны;

N=-llh.	(8-34)

где I—длина замедляющей системы, Хо —длина волны в свобод-
ном пространстве;

(8-38)

— относительная расстройка частоты сигнала от центральной
частоты линии парамагнитного резонанса; L — потери в замедляю-
щей системе, выраженные в децибелах.

В условиях резонанса (тс~*л)

27,3 ^--L,d6.	(8-36)

Чио

Как и в любом регенеративном усилителе, ширина полосы про-
пускания КПУ бегущей волны связана с величиной коэффициента
усиления

^ = ^1/'г-~.(8-37)
Г Про Т А----------3

здесь, как и ранее, величины Кро и L выражены в децибелах
Приведенные выше выражения справедливы в том случае, если
в КПУ выполняется режим бегущей волны. Для обеспечения этого
требования затухание отраженной волны должно удовлетворять
условию

/•„Р»КРГ?Й,	(8-38)

где Г1 и Гг—коэффициенты отражения на входе и выходе замед-
ляющей системы.

В КПУ бегущей волны величина КР0 достигает 50 дб,' а полоса
пропускания (при 6 л; 200-*- 300) составляет 20—30% о? централь-
ной рабочей частоты.

Динамическим диапазоном называют диапазон изменения мощ-
ности входного сигнала, в пределах которого квантовый усилитель
Рйс. 8-18. Зависимость коэф-
фициента усиления от мощно-
сти входного сигнала.

станавливается лишь по
ределяемого в основном

РбеспеяиВает -я-ребуемое усиление .сигнал а ла его выделение на вы-
ходе устройства.	,•< с‘

В области маломощных сигналов динамический диапазон'бгр^-
ничен величиной собственных шумов квантового усилителя. Вход-
ной сигнал, мощность которого ниже некоторой пороговой величи-
ны, не может быть выделен на выходе, усилителя на фоне шу-
мов КПУ.

С другой стороны, динамический диапазон -ограничивается ре-
жимом насыщения рабочего перехода активного вещества. При
подаче на вход усилителя мощного’
сигнала развивается интенсивный про-
цесс индуцированных переходов час-
тиц на рабочем переходе, населен-
ность верхнего уровня этого перехода
резко уменьшается и коэффициент
усиления падает. При достаточно
большой мощности входного сигнала
рабочий переход может оказаться в
режиме насыщения, когда населенно-
сти верхнего и нижнего уровней будут
примерно равны.

По окончании сигнала инверсная
населенность рабочего перехода вос-
прошествии некоторого времени, оп-
временем спин-решетчатой релаксации.

На рис. 8-18 показана зависимость коэффициента усиления от
мощности входного сигнала. Верхняя граница динамического диа-
пазона обычно определяется по мощности, соответствующей
уменьшению величины Куо в два раза. Для КПУ величина
Квж.мако*® 10-6 Вт.

Величина динамического диапазона КПУ может быть расшире-
на, с одной стороны, за счет уменьшения уровня собственных шу-
мов, а с другой — за счет увеличения объема рабочего вещества
и числа активных частиц/ а также за счет уменьшения времени
спин-решетчатой релаксации.

Собственные шумы квантового парамагнитного усилителя опре-
деляются, главным образом, спонтанным излучением активного ве-
щества и тепловым излучением стенок резонатора. Как уже упо-
миналось в гл, 7, уровень спонтанного излучения в диапазоне СВЧ
очень мал; его величина имеет величину порядка hvjk. При темпе-
ратуре жидкого гелия уровень тепловых шумов резонатора также
невелик. В общем случае спектральная плотность мощности шумов
КПУ бегущей волны может быть рассчитала по формуле

^=^к»+(₽«.+₽«)г1-	(8’39)

Кр I	Ар J

Соответственно температура шумов равна:

r-|r.l+r.i.	(8-40)
Ё выражениях (8-39) и (8~4б) “Спектральная плотность
мощности спонтанны* шумов; Р*> спектральная плотность теп-
ловых шумов; Т,—отрицательная температура рабочего перехо-
да; Тй~~ абсолютная температура резонатора; лр и 4 выражены
в децибелах.

Температура Шу мор собственно квантового усилителя чрезвы-
чайно низка, она не превышает единиц °К.

Применение КПУ на входе радиоприемных устройств приводит
к существенному увеличению их чувствительности» однако следует
иметь в виду, что в реальных устройствах к собственным шумам
КПУ добавляются шумы антенны, фидерных устройств и др.

Глава девятая

КВАНТОВЫЕ ПРИБОРЫ ОПТИЧЕСКОГО ДИАПАЗОНА
(ЛАЗЕРЫ)

8-1. ОСНОВНЫЕ СВЕДЕНИЯ О КВАНТОВЫХ ПРИБОРАХ

ОПТИЧЕСКОГО ДИАПАЗОНА

Определение. Оптическими квантовыми приборами называют
приборы, использующие явления индуцированного излучения для
генерации иля усиления электромагнитных колебаний в ' оптиче-
ском диапазоне-, ультрафиолетовой (Х== 0,014-0,38 лкм), видимой
(X«0,38 -s-0,77 мкм) и инфракрасной (Х«0,77 -=- 340 лусм) облас-
тях спектра.

Наибольшее распространение в технике получили оптические
квантовые генераторы; усилители оптических колебаний использу-
ются сравнительно редко.

Классификация квантовых приборов была дана в общих чертах
в § 7-1. Лазеры прежде всего подразделяют по характеру рабочего
вещества на три большие группы: газовые, твердотельные в-’Полу-
проводниковые.. В стадии лабораторных исследований и развития
находятся жидкостные лазеры.	'?

В газовых лазерах рабочим веществом служат, главным обра-
зом, инертные газы или их смеси. Рабочее вещество твердотельных
лазеров — кристаллические и аморфные диэлектрики с примесью
различных активаторов. В полупроводниковых лазерах в качестве
рабочего вещества используют обычно полупроводниковые соеди-
нения типа А1П Вт или Ап BVI.	=t ’

Классификационными признаками также служат: режйм рабо-
ты (импульсный или непрерывный), диапазон рабочих чйсТот, кон-
структивные особенности, метод накачки и др.

Основные особенности квантовых приборов были в общих чер-
тах рассмотрены в § 7*1Л	.

Прежде чем останавливаться на основных особенностях лазе-
ров— генераторов когерентного света, следует подчеркнуть, что
физические принципы их работы те же, что и для других квантовых
приборов. В,лазерах, как и в квантовых приборах диапазона СВЧ,
используется принцип индуцированного излучения при квантовых
переходах частиц в рабочем веществе с инверсной населенностью
энергетических состояний.

Отличительные особенности лазеров связаны со спецификой
оптического диапазона. Основное отличие заключается в конст-
рукции и параметрах резонаторных систем. Оптические резонато-

ры, выполняя те же функции, что и резона-
торы диапазона СВЧ, во многом отличают-
ся от них и в силу этих отличий существен-
ным образом влияют на характеристики
лазерного излучения.

Система
оммж1ения

\Вещап>8о\

Излучение

Система,
яакают

Своеобразие оптического диапазона на-
кладывает определенные требования и на
выбор соответствующих квантовых перехо-
дов, а следовательно, и на отбор лазерных
материалов.

___□	В настоящее время известны сотни раз-

личных'элементов и соединений в твердом.
Рис. 9-1. Блок-схема ла- газообразном и жидком состояниях, на ко-

sepa.

торых получен лазерный эффект. Ввиду
специфичности требований, предъявляемых

к материалам для лазеров различных групп, эта вопросы рассмат-
риваются далее, в параграфах, посвященных лазерам того или ино-
го типа.

Блок-схема лазера показана на рис. 9-1. Активное вещество по-
мещается в оптический резонатор, основное назначение которого —
обеспечить многократное прохождение индуцированного излуче-
ния через активное вещество. Возможные конструкции оптического
резонатора и его параметры мы рассмотрим несколько позже.

Система накачки призвана обеспечить в активном веществе ин-
версную населенность. Принцип накачки определяется в основном
физическими свойствами активного вещества, и поэтому эта систе-
ма выбирается применительно к каждому типу лазера.

Значительная часть лазеров работает при температурах жид-
кого гелия (4,2 °К) или жидкого азота (77 °К). В этих случаях
используются криостаты для охлаждения активного вещества,
в ряде конструкций—вместе с оптическим резонатором.

Оптический резонатор представляет собой пару отражающих
элементов, обращенных друг к другу. С других сторон объем резо-
натора ничем не ограничен, и поэтому оптический резонатор часто
называют открытым.

В качестве отражающих элементов используют плоские зерка-
ла (рис. 9-2, а), сферические или .параболические зеркала (конфо-
кальный резонатор, рис. 9-2,6), призмы полного внутреннего отра-
жения (рис. 9-2, в) или комбинацию этих элементов (рис. 9-2, а).

Одно из зеркал делают полупрозрачным, через него луч лазера
выходит наружу. В случае использования двух призм луч выводит-
ся с помощью полупрозрачного зеркала, расположенного под уг-
лом к оси резонатора. В полупроводниковых лазерах отражающими
поверхностями служат грани кристалла полупроводника
(рис. 9-2, д). В литературе иногда оптические резонаторы называ-
ют резонаторами Фабри — Перо, поскольку резонатор, образован-
ный парой плоских зеркал по сути дела является основой интерфе-
рометра Фабри — Перо.

Условия резонанса в оптическом резонаторе в общих чертах
ничем не отличаются от подобных условий в других резонансных
системах. Стоячая волна образуется в резонаторе при условии, что

Ряс: 9-2. Оптические резонаторы.

а—с плоскими зеркалами; б—конфокальный; е и е—с призмами полного внутреннего
•тражения; д — с отражающими торцевыми поверхностями.

на его длине L укладывается целое число полуволн. Таким обра-
зом, резонансные длины волн равны:

Kn = 2L/n,	(9-1)

где n=i'. 2, 3...	i •

Для резонансных частот можно записать:

v„=2f".	(9'2)

где с — скорость света.

Следовательно, идеальный оптический резонатор характеризу-
ется линейчатым спектром частот. Расстояние между соседними
резонансными частотами равно:	*

Av = ’„+1 —М

Оптический резонатор как и любой другой, обладает собст-
венными потерями за счет дифракции света, неидеального отраже-
ния зеркал и др. Поэтому его полоса имеет конечную ширину
Av₽ (рис. 9-3). Ее величина равна:

Avp = -^,	(9-4)

где V —резонансная частота, a Q — добротность резонатора

здесь 0—коэффициент суммарных потерь в резонаторе.
Величина Avp .весьма'мала. Тая, например, прй ₽=»0,<Н й!=ч
=50 ем получаем Avy.«*1 мгц.

К числу основных потерь, определяющих величину добротности
резонатора, можно отнести следующие. Объем резонатора запол-
няется активным веществом, в котором неизбежны потери света.
Особенно велики потери в твердотельных активных средах^ Вели-
чину этих потерь оценивают коэффициентом потерь 0Р.

Зеркала, образующие Резонатор, не идеальны, поэтому коэффи-
циент отражения от их поверхности не равен единице. Потери при

отражении принято оценивать
произведением (1 —pi) (1—-й) »
где pi и р2 — коэффициенты
отражения от первого и второ-
го,зеркал соответственно.





JL1

Рис. 9-3. Резонансные частоты оптиче-
ского резонатора.



Для оценки потерь за счет
дифракции на краях зеркал и
излучения через боковые по-
верхности. также вводит спе-
циальный коэффициент потерь
Рд-

Можно назвать и ряд дру-
гих причин потери электромаг-

нитной энергии в резонаторе, однако, как правило эти потери зна-
чительно ниже перечисленных.	(

Типы колебаний. В реальном оптическом резонаторе, заполнен-
ном активным веществом, электромагнитную волну, падающую на
зеркало нельзя считать плоской. У поверхности зеркала волна ха-
рактеризуется некоторым распределением поля, которое меняется
от одного акта отражения к другому. Теоретический анализ пока-
зывает, что после многократных отражений (>300) распределение
поля на поверхности зеркала становится стационарным. Колебания,
для которых выполняется.условие стационарности, поля, называют
нормальными типами колебаний или модами. Распределение поля
на поверхности зеркал для’разных типов колебаний различное. По
длине или ширине зеркала знак поля может меняться несколько
раз, Кроме того, каждый тип колебаний характеризуется своими
величинами потерь и фазового сдвига за один проход волны в резо-
наторе, а следовательно, и собственным набором частот, несколько
отличным от частот другого типа.

Вследствие различия величины потерь для.разных тиров коле-
баний условия их возбуждения не одинаковы. Поскольку потери
носят главным образом дифракционный характер, наиболее легко
возбуждаются те колебания,. которым соответствует наименьшая
величина поля у краев зеркала. Эти типы .колебаний называются
основными.

Характеристики излучения. Оптический резонатор служит, как
уже было сказано, устройством, обеспечивающим положительную
обратную связь,l« именно вследствие этого оказывает существен-
ное влияние на' параметры излучения лазера.
спектральной линии излучения на рабочем перехо-
де активного вещества, как правило, значительно, больше ширины
AvP лиИии оптического резбнаторй. При этом возможны различные
соотнОЩення между величиной Avn и расстоянием между соседни-

ми резонансными частотами
резонатора bv=c!2L. При ус-
ловии Avn<c/2b (рис. 9-4,о)
колебания в лазере могу! воз-
никнуть лишь на одной резо-
нансной частоте Vn-'При этом
происходит резкое сокращение
величины спектра излучения.
Условия резонанса, а следова-

тельно, многократного прохож-
дения через активную среду и
значительного квантового уси-
ления выполняются лишь для
тех частот внутри спектраль-
ной линии Лтл, которые попа-
дают в полосу Avp оптическо-
го резонатора. Более того,
вследствие неравномерности
усиления в пределах резонанс-
ной полосы Avp линия излуче-
ния сужается еще . больше.
Преобладающее размножение
фотонов в' активной среде про-
исходит в очень узкой области
частот, примыкающей к резо-
нансной частоте.

а)

Рис. 9-4. Формирование спектра излуче-
ния лазера.	* .

а — в случае малой ширины линии; 6 
чае большой ширины Линии.



Теоретическая ширина линии излучения может быть определе-
на по формуле



(9<

-где Р-—мощность излучения.

При Р=10~3 er, Avj!®=l Мгц и v«3*106 Гец величина Дч^'<Ме-
ет порядок сотых Долей герц. В реальных устройствах из-за фон-
танного излучения, нестабильности геометрических раэмеройфёзо-
натора ширина линии излучения на много порядков болыш^'одна-
ко ее величина все же во много раз меньше Полосы Avp, тйк что
излучение близко к монохроматическому.

В случае, если	в границы, определяемые шириной

линии Дул, попадает несколько резонансных частот (рф/ 9-4,6).
Следовательно, излучение может происходить в виде целбго спект-
ра частот, причем на каждой из них излучение буде! близко к мо-
нохроматическому.	.	ч

Выделение одной из этих частот в лазерах достигается за счет
установления определенного уровня мощности накачки, при кото-'
ром пороговые условия выполняются лишь для одной частоты,
ближайшей к центру линии Дчя.

Излучение лазера, помимо спектрального состава, характери-
зуется направленностью. Излучение лазера когерентно, и он пред-
ставляет собой источник практически параллельных лучей. Расхо-
димость луча определяется, главным образом, дифракцией. Вели-
чина угла расхождения в лазерах измеряется минутами и увели-
чивается в полупроводниковых лазерах до нескольких градусов.

Условия возникновения генерации. Выше, в гл. 7, при рассмот-
рении принципа работы квантовых приборов было показано, что

в квантовом генераторе, как и в лю-
бом другом, генерация возникает при
условии превышения мощности инду-
цированного излучения над мощнос-
тью суммарных потерь, включая по-
лезное излучение лазера.

В первом приближении можно счи-
тать, что суммарная мощность потерь
Рп = Р™ + /’пр (9-7)

Рис. 9-5. Баланс мощностей растет пропорционально Ереэ—энер-
в лазере,	гни, запасаемой в резонаторе (рис.

9-5).

В выражении (9-7) величины Р^л и Рщ, обозначают выходную
мощность излучения и мощность потерь в резонаторе соответст-
венно.

В то же время по мере роста энергии, запасенной в резонаторе,
мощность индуцированного излучения стремится к некоторому
пределу, определяемому условиями динамического равновесия про-
цессов накачки и индуцированных переходов. При фиксированном
уровне мощности сигнала накачки скорость заселения верхнего
уровня рабочего перехода имеет определенную величину. При уве-
личении числа индуцированных переходов вниз населенность это-
го уровня уменьшается все больше, система накачки не успевает
заселять его частицами и интенсивность индуцированного излу-
чения падает.

Величина предела, к которому стремится мощность Рп, опреде-
ляется во многом мощностью Рц сигнала накачки. Поэтому, регу-
лируя величину Ра, можно изменять пороговые условия возникно-
вения генерации.

Стационарное значение РСт выходной мощности лазера опреде-
ляется точкой А (рис. 9-5) пересечения зависимостей Pn—/(fpeo)
И /’л=Ч|(£рез)

Как было показано в гл. 7, интенсивность размножения фотонов
в активном веществе определяется величиной квантового усиления
х. Процесс квантового усиления протекает по экспоненциальному
закону. Для возникновения генерации экспонента в выражении
(7-42) должна быть больше единицы

(9-8)
Для лазера, учитывая рассмотренные выше потери и считая,
что луч, отражаясь от двух зеркал, дважды проходит активное ве-
щество, это условие можно записать в виде

eM,“~wPiP.(l —₽Л> 1-	(W>

8-2. ГАЗОВЫЕ ЛАЗЕРЫ

Определение. Газовыми называют такие оптические генерато-
ры, в которых активным веществом служит газ, состоящий из ато-
мов, ионов или молекул или же смесь газов.

Классификация. В соответствии с физической природой газа
различают атомные, ионные и молекулярные лазеры. Иногда наз-
вание лазера содержит наименование рабочего вещества, например
«гелий-—неоновый лазер» или «лазер на молекулах HgO». Газовые
оптические генераторы различают также по методу создания ин-
версной населенности. Приборы, в которых инверсия населенностей
достигается за счет соударения частиц газа (атомов, ионов или мо-
лекул) с быстролетящими электронами при электрическом раз-
ряде, называют газоразрядными лазерами. Химические лазеры—
квантовые приборы, в которых газ переходит в активное состояние
за счет быстропротекающнх химических реакций, сопровождаю-
щихся разрушением (диссоциацией) молекул. Наконец, в газовых
лазерах некоторых типов используют методы энергетической на-
качки обычно в оптическом диапазоне.

Материалы. В газовых лазерах в качестве активной среды ис-
пользуются многие газы: газообразные углерод, хлор, цезйй/иод,
ртуть, кислород, молекулы окиси (СО) и двуокиси (СО2) углерода,
азота, двуокиси азота (N2O), воды, аммиака (ЫН4) и др. Однако
наиболее широко используются инертные газы: аргон, неон, гелий,
криптон, ксенон и их смеси.

В рабочем объеме лазера газ обычно находится в разреженном
состоянии, при давлении от сотых долей до нескольких миллимет-
ров ртутного столба. Вследствие небольшой плотности газа свето-,
вые лучи в рабочем объеме лазера почти не рассеиваются. Это поз-
воляет располагать зеркала оптического резонатора на достаточно
большом расстоянии друг от друга и, следовательно, получать из-
лучение с высокой степенью направленности и монохроматичности.
С Другой стороны, в газах нельзя получить такое же большое чис-
ло активных частиц, как, например, в твердом теле. Поэтому мощ-
ность излучения газовых лазеров значительно меньше.

Энергетическая диаграмма газа. На рис. 9-6 показана упро-
щенная диаграмма энергетических состояний газа, характерная
для подавляющего большинства газов, используемых в лазерах.
За нулевой принят уровень ионизации атома или диссоциации мо-
лекулы. Вблизи нулевого уровня располагается большое Число
уровней, разделенных малыми энергетическими зазорами и образу-
ющих квазинепрерывным энергетический спектр. Время жизни час-
тиц на этих уровнях весьма мало. Вблизи основного энергетическо-
го уровня Ео расположен ряд энергетических уровней, зазоры меж-

13*

195
ду доноры ни, в завЦскшоСтиЬт рода газа, ыюттяйт деа№НГло^н
йля едийиЦы электроиовольт. Время Жизни частиц; в этих" энерге-
тических состояниях относительно велико, а- некоторые из этих
уровней могут быть метастабильными. Как правило, рабочие Пере-
ходы в газовых лазерах образуются в этой части энергетического
спектра.

В Лазерах на атомарных газах энергия ионизации равна обычно
5 ч- 15 ав, а величины энергетических зазоров рабочих пере-
ходов лежат в пределах ДЕ«О,1-е-1 эв, что соответствует излуче-

нию в инфракрасном диапазоне с дли-
нами волн порядка Л«1ч-12 мкм.

Рис. 9-6. Энергетическая
диаграмма газа.

Рнс. 9-7. Устройство гелий-неонового ла-
зера.

I — кювета: S — кварцевые пластины: 3 — зеркала;

4 — кольцевые электроды.

В ионных лазерах Es«12-=-25 эв, а величина ДЕ«2-*-5 эв
я, следовательно, излучение наблюдается в ультрафиолетовой
и видимой областях оптического спектра (Х«0,2ч-0,6 мкм).

Для молекулярных газов (Ё««2 ч- 3 эв) характерны переходы
в пределах ЛЕ «0,01	0,1 эв с излучением на волнах Z.«10

•+• 100 мкм т. е. в далекой инфракрасной и субмиллиметровой
областях.

Таким образом, общий диапазон излучения базовых лазеров
чрезвычайно широк от ультрафиолетовых до Субмиллиметровых
роли (А «0,2 ч-400жк«).

Большинство газовых лазеров отличаются высокой монохро-
матичностью излучения, малым углом расхождения луча, высо-
кой стабильностью частоты. К недостаткам. газовых лазеров сле-
дуе^-Р первую очередь отнести небольшую., мощность излучения,
значительные габариты и невысокий к. и. д.

Гелий — неоновый (атомный) лазер. Устройство лазера на сме-
си He~Ne схематически показано на рис. 9-7. Стеклянная или
кварцевая трубка — газовая кювета заполнена смесью газов гелия
м неона, парциальные давления которых различны (гелий при р«‘
«.I мм рт.ст., а неон при р*»0,1 мм рт.ст.) .

Длина, кюветы в различных генераторах может быть разной —
от нескольких сантиметров до нескольких метров; диаметр кюветы
см. К торцам кюветы приварены плоскопараллельные
стеклянные или кварцевые пластины, расположенные относитель-
но СС>.'ЙШЙ<-Д!ОД углом 00—утлом Брюстера. Как известно из
оптикой л^ч света, плоскость поляризации которого совпадает
с плоскостью падения на такую пластину, практически не претер-
певав^ ''отражений. По обе стороны кюветы располагаются во- -
гнутые или плоские зеркала, образующие оптический резонатор.

Однв'рз этих зеркал, через ко-
торое световой луч выходит
наружу, делают полупрозрач-
ным Или снабжают централь-
ным отверстием.

В некоторых лазерах зер-
кала помещаются внутри га-
зовой кюветы. В любом случае
система зеркал- снабжается
юстировочными механизмами
для тщательной регулировки
Взаимного расположения зер-
кал.

Снаружи на кювету надева-
ются кольцевые электроды, с
помощью которых в кювете
возбуждается высокочастот-
ный тлеющий разряд. Электро-
ды питаются от мощного гене-
ратора высбкой частоты. При
использовании тлеющего раз-
ряда на постоянном то-

Рис. 9-8. Энергетические диаграммы ге-^
лия и неона. >	j ;

ке анод и катод размещают в специальных отростках, приваривае-
мый к кювете. К этим электродам подводят высокое напряжение: t
1—z кв на метр разрядного промежутка. '

Принцип действия. Энергетические диаграммы гелия и неона\
показаны на рис. 9-8. Электронная конфигурация атома гедм<
I s*. Основное девозбужденнсе состояние Не соответствует нижяф ‘
' «у энергетическому уровню на диаграмме. При возбуждении элёйл
трои атома Не переходит в оболочку 2 а. Два нижних возбужДей-
нцх состояния, соответствующие; энергиям 19,82 и 20,81 эв.^йо-
звдчены на диаграмме в соответствий ж системой спектроскопи-
ческих обозначений индексами 23Sj и 2,SJ.	_

Электронная "Конфигурация неона в основном. сОСГоинпи
ls*2!s12pe. При возбуждении электроны Ne переходят в состояния
2j^ns или 2р5пр. На диаграмме показаны нижние п$..,я-йр со-
стояния возбуждения атома Ne. Состояния ns имеют четыре близ-
ко -расположенных подуровня, а состояния пр—десять под-
уровней.

При электрическом разряде в трубке происходит иЬнизация га-
за: -появляются ионы гелия и неона и свободные электроны. Зй/

* Для энергетических уровней Не обычно принимается сйстема обозначений
Рассела—Саундерса, а для уровней Ne —система обозначений Пашена.
счет неупругих взаимодействий с быстродвижущимися свободны-
ми электронами атомы Не и Ne могут переходить в возбужден-
ное состояние.

В гелий-неоновом лазере рабочими являются переходы меж-
ду энергетическими уровнями Ne (3s Зр; 3s -* 2р и 2s -* 2р).
Вообще говоря, инверсную населенность на указанных уровнях
можно было бы получить за счет прямого электронного возбужде-
ния атомов Ne, при переходе их в верхние состояния рабочих пе-
реходов (3s или 2s). Однако такой процесс в приборах не исполь-
зуется, ввиду того что за счет электронного возбуждения происхо-
дит также интенсивное заселение уровня 2р частицами с уровня
1s. Увеличение населенности уровня 2р снижает коэффициент
инверсии на рабочих переходах, так как их верхние уровни 3s
и 2s с малым временем жизни заселяются недостаточно 'интен-
сивно

Атомы гелия служат в рабочем объеме как бы дополнительным
каналом заселения верхних рабочих уровней 3s и 2s неона.

За счет неупругих взаимодействий с электронами атомы Не
заселяют уровни возбуждения 2sSi и 2’50, оптические переходы
с которых вниз запрещены. Время жизни частиц, на этих метаста-
бильных уровнях весьма велико (^Ю-3 сек). Уровни 23Si и 2'So
практически совпадают с уровнями 2s и 3s Ne, отличаясь от них
примерно на 0,03 эв. Поэтому при взаимодействиях возбужденных
атомов неона с невозбужденными атомами гелия наблюдается
резонансная передача возбуждений. Атомы Не переходят из воз-
бужденных состояний 2aSj или 21S0 в основное состояние, а атомы
Ne в состояния 2s или 3s соответственно. Возможна, естественно,
и обратная передача возбуждения, но поскольку атомов гелия
в кювете значительно больше (из-за разности парциальных давле-
ний), то процесс протекает, главным образом, в направлении воз-
буждения атомов Ne и дополнительного интенсивного заселения
уровней 2s и 3s.

В результате описанного процесса образуется инверсная насе-
ленность на рабочих переходах 3s->3p; 3s->-2p и 2s-^2p. В про-
цессе индуцированного излучения частицы переходят вниз на
уровень 2р, с которого через малый промежуток времени попада-
ют на уровень Is. Опустошение этого уровня происходит за счет
диффузии частиц на стенки кюветы, где они теряют часть энергии
и переходят в основное состояние. Процесс диффузии частиц на
стенки кюветы наблюдается, в основном, для частиц с энергией
1s, так как время жизни их в этом состоянии весьма велико и в
процессе движения внутри сосуда они успевают, сохраняя энер-
гию 1s, встретиться со стенками кюветы. С этой целью диаметр
кюветы делают относительно небольшим (0,7—1 см), так как при
большем днаметре вероятность диффузии частиц 1s на стенки со-
суда уменьшается, уровень 1s опустошается медленней и коэф-
фициент инверсии на рабочих переходах снижается.

Параметры гелий-неоновых лазеров. Основные рабочие пере-
ходы обеспечивают генерацию красного луча в видимой част»
кзлучеиие

Рис. 9-9. Устройство аргонового лазера.

t — кювета; 2—катод; 3 — анод; 4—капилляр; 5 —труб-
ка обратного тока газа; 6 — соленоид; 7 — кварцевые
пластины; 8 — зеркала.

диапазон^ (£=0,63 мкм, переход 3s -*2р), а также в инфракрас-
ной области (£=1,15 мкм, переход 2s -> 2р и £=3,39 мкм, пере-
ход 3s> Зр). Наиболее чувствителен к изменению параметров
лазера и характеризуется наименьшим усилением переход
3s -*-2р. Однако излучение на этой волне применяется наиболее
широко. Несколько большим усилением отличается переход
2s -* 2р. Наибольшее усиление отмечается для перехода Зз — Зр,
где генерация возника-
ет легче, чем на дру-
гих частотах.

.Мощность излучения
гелий-неоновых лазе-
ров невелика (десятки
милливольт на волнах
£=0,63 мкм и £=
= 1,15 мкм я сотни
милливольт на более
длинной волне). Уро-
вень генерируемой ме-
стности зависит от ря-

да факторов; максимум мощности достигается при общем давлении
в кювете порядка 1 мм рт. ст. и токе разряда величиной ~50 ма.

Вследствие значительных размеров кюветы расходимость луча
может быть получена порядка 1—2’.

Стабильность частоты в реальных приборах достигает 10~10.

Помимо гелий-неонового известен ряд других газовых лАзеров
на атомарных переходах: лазер на аргоне, в котором могут быть
использованы три перехода с излучением в диапазоне волн
£« 1,624-3,14 мкм; криптоновый лазер с длинами волн
£«1,694-5,3 мкм; лазер на смеси ксенона и гелия (£«2,04-
4-4,61 мкм) я др.

Аргоновый (ионный) лазер — один из наиболее распространен-
ных лазеров, использующих в качестве рабочих переходы между
возбужденными состояниями ионов.

Устройство аргонового лазера схематически показано, на
рис. 9-9. По краям газовой кюветы, заполненной аргоном при дав-
лении порядка десятых долей миллиметров ртутного столба, рас-
положены катод, в виде диска с центральным отверстием и ци-
линдрический анод. К этим электродам подводится напряжение от
мощного источника питания, обеспечивающего возникновение
в кювете дугового разряда с большой плотностью тока (до
1 000 а/сма). Средняя часть кюветы выполнена в виде двух соосных
трубок. Во внутренней трубке малого диаметра (1—5 мм)—ка-
пилляре— возникает электрический разряд: на всем протяжении
капилляр во время разряда заполнен высокоионизированной
плазмой.

Пространство между наружной трубкой и капилляром иополь- 
зуется для протускания жидкости, охлаждающей капилляр.

Для увеличения плотности тока в капилляре используют про-
дольное- магнитное поле/отжимающее -газоразрядный шйу^Ът
стенок капилляра и предохраняющее его от разрушения. Это поле
создается с помощью наружного соленоида йлн системы  постоял;

вых магнитов.	

В процессе разряда газ постепенно перетекает к аноду; обрат-
ное движение газа обеспечивается по внешней трубке, длина кото-
рой, во избежание возникновения в ней разряда, должна быть
значительно больше длины рабочей кюветы. -

В торцах кюветы привариваются окна Брюстера, и по обе сто-
роны кюветы расйолагаются плоские или вогнутые зеркала, обра-
. зуюПше оптический резонатор.

Принцип действия. Диаграмма энергетических уровней иона
аргона показана на рис. 9-10. Основное состояние иона аргона
ls22s22pe3s23pe расщеплено на два подуровня. Низшие возбуж-
денные состояния иона Аг соответствуют переходам одного из
электронов оболочки Зр6 в более высокие состояния 4s или 4р, рас-
щепленные на ряд подуровней. Возбуждение ионов Аг происходит
в результате их столкновений с быстролетящими электронами при
дуговом разряде. Время’ жизни ионов в состояниях 4р в несколь-
ко раз выше времени жизни в состояниях 4s. Таким образом, при
высокой концентрации ионов в газоразрядной плазме, что дости-
гается за счет больших токов разряда, интенсивность процесса
возбуждения (заселения уровней 4р)' может оказаться достаточ-
ной для создания инверсных населенностей в -системах уровней
4р и 4S.

Параметры и характеристики. На рис. 9-10 показаны девять
возможных рабочих переходов аргоноврго лазера, на которых на-
блюдается излучение на волнах в диапазоне Xw 0,45—0,51 мкм.

Мощность излучения при длине капилляра до полуметра не пре-
вышает 50 вт; к. п. д.« 0,014-0,1 %.

Помимо аргонового созданы также лазеры на однократно
и двукратно ионизированном криптоне (Х«0,324-0,8 мкм)-, ионах
ксенона (А «0,34-0,63 мкм); нонах хлбра (А «0,474-
4- 0,53 мкм) и др.

Лазер на молекулах СО2— один из наиболее известных прибо-
ров группы молекулярных лазеров. Устройство лазера ва СО2 во
многом сходно с устройством рассмотренных.' йыше газовых лазе-,
ров. Газовая кювета длиной 0,1—0,5 м и диаметром до 10 см за-
полняется смесью газов СОз, N2 и Не при общем давлении j
pml мм рт. ст. Ввиду того что в процессе разряда углекислый гаа_-
разлагается на угарный газ И кислород, Смесь в газовой кювете’
непрерывно меняется с помощью .насоса, накачивающего новую;
смесь дз внешнего резервуара.

Основным рабочим веществом служит углекислый газ; моде*
кулы азота играют примерно ту же роль, что и атомы гелия в 'jje-
лмй-неоновом лазере; гелий, обладающий высокой теплопровод-
ностью, используется для понижения температуры рабочей Смеси
г. газа за счет теплового обмена со стенками кюветы, охлаждаемой
‘ проточной водой.
В' Ы<рекуляриых генераторах в качестве рабочих энергетичес-' 
кйх состояний используются системы энергетических уровней, свя-
занкЫ»Ч колебательным или вращательным движением молекул.
Внутренняя энергия модекулы определяется не только энергией
каждого из атомов, образующих молекулу, но и энергией колеба-
тельного или вращательного движения атомов относительно их ус-
тойчивого состояния. Система энергетических уровней, обусловлен-
ные колебательным и вращательным движениями, отделяется от

Рис. 9-10. Диаграмма энер-
гетических состояний иона
аргона.

СО, К,

Рис. 9-11. Энергетический
спектр молекулы СО*.

основного состояния в энергетическом спектре молекулы, как пра-
вило, небольшим зазором (десятые доли или единицы электроно-
вольт). Это позволяет существенно увеличить эффективность про-
цесса заселения верхних уровней за счет электронного войбужде-'
ния.

Энергетический спектр молекулы СОз (рис. 9-11) образован
уровнями колебательного движения атомов. Молекула COs имеет
линейную конфигурацию: атомы кислорода расположены На од-
ной йрямой с атомом углерода, по обе стороны от него на рассто-
яние 1,13 А. Различают симметричные колебания, когда атомы
кислорода одновременно удаляются и приближаются к йтому С;
антисимметричные, когда отклонения атомов кислороду происхо-
дит'Лишь в одну сторону, и деформационные — при одновремен-
ном отклонении атомов О в направлении, перпендикулярном оси
молекулы. Естественно, что энергия, связанная с любым колеба-
тельным движением, квантована, и поэтому каждый вид этого
движения характеризуется спектром близко расположенных друг
к Кругу подуровней. На рис. 9-11 показаны лишь основные рабо-
чие переходы между системами подуровней, хотя в лазере на СО*,
отмечено излучение примерно на 100 различных переходах с дли-
нами волн от 9 до 18 мкм.
В тлеющем разряде за счет соударений с быстрыми электрона-
ми происходит возбуждение молекул СО2 и заселяются уровни
возбуждения, из которых три первых уровня отличаются малым
временем жизни, а уровень Et—относительно большим временем
жизни/Кроме того, происходит возбуждение молекул Ns, заселя-
ющих уровень E'j, переход с которого вниз запрещен правилами
отбора. Поскольку уровни Е\ для Ns и Е4 для СОг очень близки,
наблюдается интенсивное резонансное возбуждение молекул СОз
при их неупругом столкновении с возбужденными молекулами Na.

В основном в результате описанных двух процессов населен-
ность уровня Е4 резко увеличивается и между ним и уровнями Е% и
£э образуется инверсия населенностей.

Параметры и характеристики/ Лазер на молекулах СОг отли-
чается весьма высокой мощностью излучения: до нескольких ки-
ловатт в непрерывном и до 100 кет в импульсном режиме. Вслед-
ствие малого энергетического зазора между основным уровнем
и верхним уровнем возбуждения (ДЕ «0,35 эв) к.п.д. лазера на
СОг на несколько порядков больше к.п.д. атомных и ионных лазе-
ров и достигает 10%<

Из других молекулярных лазеров наиболее известны лазер на
парах Н2О (7.=27,9 и 118,6 мкм, при мощности до 10 ет в импуль-
сном режиме), лазер на молекулах N2 (1=0,:874-1,23 мкм), лазер
на молекулах Н2О (1=10,774-11,04) и др.

Лазер на молекулах бромида .таллия (химический лазер).
В химических лазерах инверсная населенность создается при быс-
тротекущих процессах распада молекул. К таким процессам отно-
сятся взрывы, фотодиссоциация и др. Процесс фотодиссоциации
заключается в быстром распаде (диссоциации) молекулы под воз-
действием мощного светового потока определенной частоты. При
этом радикалы—’Продукты распада оказываются в возбужденном
состоянии. Естественно, что при этом энергия поглощаемого фото-
на должна быть достаточной для разрушения молекулы и перево-
да хотя бы одного из радикалов в возбужденное состояние. Так,
например, энергия связи молекулы бромида та длин равна 3,19 эв.
Электронная конфигурация основного состояния атома таллия
содержит замкнутые оболочки конфигурации ксенона и заверша-
ется незамкнутой оболочкой 6s2 6р1. Одно из нижних возбужден-
ных состояний соответствует переходу электрона в следующую
оболочку: 6s2 7s1. Это состояние отделено от основного энергети-
ческим интервалом величиной ДЕ«3,26 эв. Таким образом, для
диссоциации молекулы Т1Вг и- перевода атома Т1 в состояние
6s27s* требуется энергия фотона hv «6,45 эв, что соответствует
длине волны 1«0,185 мкм, лежащей в ультрафиолетовой области
спектра. В лазере на молекулах Т1Вг этот процесс реализуется с
помощью ртутной лампы, спектр излучения которой содержит тре-
буемую длину волны. Облучению подвергаются пары-Т1Вг, находя-
щиеся под давлением 0,5 мм рт. ст. и при температуре 660° С. В
процессе фотодиссоциации интенсивно заселяется уровень возбуж-
дения атомов таллия 6s2 7s1. После прекращения вспышки разви-
вается процесс индуцированных переходов между этим и более
низким возбужденным уровнем, сопровождающихся излучением
на волне Хаг 0,535 мкм.

Химические лазеры, находящиеся пока что в стадии лабора-
торных исследований, открывают перспективы получения больших
мощностей излучения при достаточно высоких к.п.д.

»-3. ЛАЗЕРЫ НА ТВЕРДОМ ТЕЛЕ

Определение, Лазерами на твердом теле (твердотельными ла-
зерами) называют оптические квантовые генераторы, в которых
в качестве активного вещества используются кристаллические или
аморфные диэлектрики.

Особенности. Твердое тело, как известно, отличается высокой
концентрацией частиц. Поэтому в твердотельных лазерах могут
быть получены большие величины концентрации активных частит
а следовательно, и высокие коэффициенты усиления. Вместе с тем
существенная оптическая неоднородность твердого тела снижает
добротность оптического резонатора и не позволяет получить из-
лучение с малыми углами расхождения луча.

Важная особенность твердотельных ОКГ связана с энергетиче-
ским спектром твердого тела, в котором многие энергетические
уровни частиц, расщепляясь, образуют достаточно широкие энер-
гетические зоны, состоящие из множества близко расположенных
энергетических состояний. Поэтому наряду с узкими линиями пере-
ходов в спектре имеются весьма широкие спектральное полосы,
которые в большинстве случаев используются для создания инверс-
ной населенности методом энергетической накачки.

Материалы. В качестве активных -веществ в твердотельных ла-
зерах используется большая группа диэлектриков, главным ,обра<:
эом, ионных кристаллов и стекол, состоящих из двух компоненту
матрицы (основы) и активатора. Матрицей служат такие вещест-
ва, как вольфрамат кальция (CaWO4), флюорит кальция (CaFj),
корунд (А12О3) и другие соединения, а также стекла, изготовлен*-
ные на основе состава: К—Ва—Si; La—Ba—Th—В; Na—Ca— Si
и др. В последнее время широкое применение нашли иттриевые
‘.гранаты, в частности иттрий-алюминиевый гранат (YsAlsOis), часто
обозначаемый сокращенно YAG.

В качестве активаторов используются ионы металлов переход-
ных групп, ионы редкоземельных элементов, а также ионы урана.

К числу наиболее известных лазерных материалов можно от-
нести рубин (А12Оз I Сг3+), вольфраматы и флюориты кальция с при-
месью ионов урана и редкоземельных элементов: неодима, диспро-
зия и др. (CaF2: U34; CaWO4Nds+; CaFs: Nd3*; CaFs: Dy2+), а так-
же стекла с примесью неодима, самария (Sm2+) и иттербия (Ybs+).
Наибольшее распространение в лазерной технике получил
рубин.

Большинство этих материалов используется в лазерах, работа-,
ющих в импульсном режиме. На рубине, флюорите кальция с при-
t месыо.АЛ_jf Ру$+, вольфрамате кальция с примесью ЬМ8+ и стекле
с примесыЬМй84 получены иепрерывные режимы генерации.

Активные элементы лазеров изготовляют обычно в виде
। стержней круглого или квадратного течения, поперечным размером
от 1—2 ммдо 2—3 ем. Длина стержня может быть различной, при-
мерно 2—60 см. Торцы стержня используются, как правило, в ка-
честве основы для изготовления .зеркал, образующих оптический
резонатор. Поэтому их плоскости должны быть строго параллель-
ны. Поверхности торцевых, плоскостей шлифуются и полируются;

Рис. 9-12. Устройство рубинового
лазера..

1 — рубия; 2—зеркала; 3 — ксеяововая
лампа; 4 — отражатель.

Рис. 9-13. Устройство отражате-
лей.

на их поверхность затем наносятся специальные диэлектрические
слои, образующие зеркала. С одной стороны зеркало делают полу-
прозрачным для выхода лазерного луча.

Лазер на рубине — наиболее распространенный оптический
квантовый генератор на твердом теле, Схематически устройство
одного из первых вариантов лазера показано на рис, 9-12. Кри-
сталл рубина в виде стержня с параллельными зеркально отража-
ющими торцевыми плоскостями охвачен газоразрядной лампой
с ксеноновым наполнением. Все устройство помещено в кожух
с хорошо отражающей внутренней поверхностью. При подаче им-
пульса высокого напряжения на ксеноновую лампу в ней возника-
ет электрический разряд. Спектр излучения лампы достаточно ши-
рокий. часть этого излучения, отражаемого внутренней поверхво-.
стыо кожуха, интенсивно поглощается рубином в зеленой
и фиолетовой областях спектра. За счет этого поглощения ионы
хрома переходят на более высокие уровни возбуждения; в крис-
талле создается инверсная населенность. Кек только число.актив-
ных частиц иа верхнем уровне превысит пороговую величину, воз-
никает генерация.

Система энергетической накачки. Таким образом, инверсная
населенность в кристалле рубина создается методом энергетиче-
ской оптической накачки. Эффективность системы накачки зависит
от к. п. д. самой лампы, к. п. д. светооптической арматуры и .согла-
сования спектра излучения лампы со спектром поглощения 'актив-:.
itoHj иадюегва. i£. п. д. газоразрядных ламп обычно лежит й пре-
делах W- 0,4 до 0,8- Для увеличения к. п. д. светооптической арма-
туры др .0,6—0,9 используются различные отражатели (рис. 9-13),
позволяющие фокусировать лучистый поток лампы на активном
элемёмте.

НфМЛучшее согласование спектров, испускания и поглощения
для рубиновых ОКГ достигается при' использовании ксеноновых
или ртутных капиллярных ламп. Линии интенсивного поглощения

в рубине лежат в голубой и фиолетовой
областях спектра (Х»0,1 МКМ н
«0,56 мкм). Максимумы спектров ис-
пускания ксеноновой и ртутной ламп
также находятся .в этой области спектра.

В качестве источника оптической на-
качки используют также так называемые

солнечные печи, состоящие из гелиостата
(плоского зеркала) и параболического
зеркала, в фокусе которого располагает-
ся'активный элемент.

Гелиостат автоматически устанавли-
вается в таком положении относительно
солнца, что отраженные им лучи падают
на параболическое зеркало.

Энергетическая диаграмма рубина
представлена на рис. 9-14. Кристалл ко-
рунда AI3O3 имеет октаэдрическую струк-
туру. в которой ионы А13* окружены ше-
стью ионами О2-. Ионы Сг3* замещают

Рис. 9-14. Энергетическая
диаграмма рубина.

в кристаллической структуре корунда

ионы AI3*, нарушая вследствие большего ионного . радиус?
периодическую потенциальную функцию кристалла. Корунд—
типичный диэлектрик с широкой запрещенной зоной. Ряд
энергетических ’ уровней примесного хрома располагается -в
запрещенной зоне корунда. При обычных концентраций
Сг(~0,05%) эти уровни локальны, так как взаимодейст-
вием соседних атомов хрома, отделенных друг от друга десЙ&Ймй
периодов кристаллической решетки, можно пренебречь, фдайко
в довольно сильном внутрикристаллическом электрическом поле
эти уровни испытывают штарковское расщепление. СтеПйаь рас-
щепления различна для разных уровней. Энергетический уровень
£\ —основное состояние иона хрома в рубине*. 3rot’ уровень
в действительности обладает сложной структурой вследствие его
расщепления в магнитном поле. Подробно этот эффект обсуждал-

, • Слева на диаграмме энергетические уровни обозначены порядку; спра-
ва дацы их обозначения, обычно применяемые в литературе. Эта система бази-
руете* ва обозначениях симметрических операций для кристалла рубина, с по-
мощью которых выявляется возможное расщепление энергетических уровней
с учетом искажения октаэдра при замещении иона А1‘+ ионон Сг*+.
ся в гл. 8 при рассмотрении парамагнитного резонанса в рубине.
С .точки зрения лазерных эффектов его можно считать достаточно
узким.

Помимо основного имеются два узких нижних уровня возбуж-
дения Ев и £$, разделенных малым энергетическим интервалом
(—10-4 эв). Эти уровни характеризуются большим временем жиз-
ни (—10~s сек).

Более высокие уровни возбуждения £3 и £4 образуют широкие
порядка 10 эв энергетические полосы. Время жизни -частиц
в этих энергетических состояниях весьма мало (~10.-8 сек).

Принцип действия. При облучении кристалла рубина светом
ксеноновой лампы наблюдается интенсивное поглощение в диапазо-
не воли X № 0,41 мкм и X як 0,56 мкм и заселяются энергетические
полосы £3 и £4. Эти состояния недолговечны, и в результате
безызлучательных переходов частицы быстро переходят в состо-
яния Es и £/, рассеивая свою энергию на тепловых колебаниях
-кристаллической решетки. Вероятность переходов E«-*Ei и Е^ЕХ
очень мала.

Вследствие достаточно большого времени жизни на уровне
Ев его населенность увеличивается и при интенсивных переходах
£t-»-£s и £i~>£4 на переходе £2—~Et создается инверсная насе-
ленность частиц.

Индуцированное излучение возникает на одной из двух линий
£i или Ев, соответствующих переходам Ев -» Et и £s-»-£i. При ком-
натной температуре длины волн Ri и /?2 равны =0,6943 мкм
и ^2=0,6927 мкм. При температуре жидкого азота (77° К) расще-
пление основного состояния изменяется, меняются и длины волн
Ri и Rb (hi =0,6934 мкм и ?щ=0,6920 мкм).

Обычно рубиновый лазер генерирует на линии Ri, для которой
легче реализуются пороговые условия Время релаксации частиц
между уровнями Ев и Е? равно примерно 10~7 сек. Поэтому при
возникновении генерации на линии Ri распределение частиц на
уровнях £2 и Ев быстро приходит в состояние термодинамиче-
ского равновесия согласно классической статистике (Ni>Nsf)
И пороговые соотношения для генерации на линии /?2 не выпол-
няются.

Возникновение генерации в рубиновом, кай и в любом Другом
лазере, возможно лишь при условии, что будет выполнен баланс
мощностей, т. е. мощность индуцированного излучения будет до-
статочной для восполнения потерь электромагнитной энергии в си-
стеме на поглощение и рассеяние света, а также для излучения.
Это означает, что число активных частиц	на перехо-

де £2z-*£i должно превышать некоторую пороговую величину,
которая при длине кристалла 10 см имеет порядок ДМтор»
я» 1017 слг3. Для выполнения этого условия на уровень £8 должна
быть переведена по крайней мере половина атомов Сг, что при
концентрации 10'® см~а составляет 5-1018 атомов на 1 смг. Зная
энергетический зазор между уровнями £j и £3 (Д£1з«2,5 эв),
>206
легко подсчитать полную энергию, необходимую для воэбуж
дения нужного количества атомов в 1 см3. Эта энергия рении
12,5-1018 эв/см3. Время, необходимое для этого процесса, не должно
превышать IO'-3 сек— времени жизни частиц на уровне £а. В про-
тивном случае скорость опустошения уровня £2 превысит скорость
его заселения (временем жизни на уровне £д, равным 10~* с«эд,
можно пренебречь) и инверсии населенностей на переходе £а-*£|
не получится.

Наличие широкой энергетической полосы £g позволяет исполь-
зовать для процесса ее заселения примерно 10% световой энергии
^ампы.

" Таким образом, общая мощность лампы для кристалла объемом
10 см3 должна быть равна примерно 200 кет.

Импульсный режим. Наиболее часто рубиновый лазер исполь-
зуется в режиме генерации миллисекундных импульсов. Для осу-
ществления оптической накачки используют импульсные лампы-
вспышки. На рис. 9-15 показаны примерные формы импульса мо-
щности Рв лампы-вспышки и импульса Ри, генерируемого ла-
зером. Поскольку фронт нарастания импульса Рв, обусловленный
временем развития электрического разряда в лампе, весьма поло-
гий, генерация в лазере возникает с некоторой задержкой в тот
момент, когда число активных частиц превысит пороговую величи-
ну. Срыв генерации происходит по истечении некоторого времени
после того, как мощность Рв станет меньше пороговой величины.
За это время число активных частиц уменьшается до величины
меньше пороговой.	Л

Обычно импульс излучения лазера, как это показано на рис.
9-15, не является «сплошным», а состоит из множества коротких,
длительностью около микросекунды, импульсов—«пинков», слеч
дующих со средней частотой повторения порядка сотен килогерц
или 1 Мгц. Физика возникновения пичков недостаточно изучена, од-'
нако, основной причиной считают колебания населенности верхне-
го уровня рабочего перехода вблизи пороговой величины. Эти коле-
бания происходят вследствие того, что верхний рабочий уровень
при генерации опустошается быстрей, нежели протекает процесс
его заселения. По достижении порогового числа активных частиц
интенсивность генерации резко уменьшается и через некоторый ин-
тервал времени необходимая заселенность верхнего уровня
восстанавливается. При охлаждении кристалла рубина частота
иичков уменьшается.	‘

В импульсных лазерах используют рубиновые стержни длиной
15—20 см и диаметром 10—15 мм и лампы накачки мощностью
в сотни киловатт.

Мощность в импульсе достигает 1 кет при длительности им-
пульса тл~Ю мсек. Коэффициент полезного действия импуль-
сных рубиновых окг не превышает 1%.

Непрерывный режим работы рубинового лазера требует су-
щественного увеличения энергии накачки и эффективности ее
использования. С этой целью в качестве активных элементов
неподьзукгт рубинсдаые. цилиндрические стержни с оболочкой из
дшко-сапфнра (беспримесный AWs) или Же рубиновые стержни
ft сапфировым раструбом (рис. 9-16). Сапфир.рбладает тем Же
коэффициентом преломления, что и рубин, и поэтому не искривля-
ет световых лучей. Благодаря отражении} от внутренних поверхно-
стей раздела сапфировая оболочка—воздух й кристалл рубина
попадает значительно большее число лучей оптической накачки.
Но даже для таких кристаллов модифицированной конструкции
пороговая мощность накачки долЖна быть не менее 1 кат.

В лазерах непрерывного режима используются стержни зна-
чительно меньших размеров, чем в импульсных лазерах, причем,
как правило, они помещаются в криостат с жидким азотом.

Рис. 9-15- Импульсный режим ра-
боты лазера.

в)	б)

Рис. 9-16. Составные рубиновые
стержни

a — даликлричесжВ; б—с сапфировым рас-
трубом.

Мощность излучения в непрерывном режиме не превышает
десятков милливатт.

Твердотельные ОКГ других типов. Количество материалов, на
которых получен лазерный эффект, весьма велико; наиболее упот-
ребительные матрицы И активаторы были  перечислены в начале
настоящего параграфа. Принципы работы й построения лазеров
не основе этих материалов в главных чертах нё отличаются от
только что рассмотренного устройства и принципа действия руби-
нового лазера. Поэтому отметим лишь наиболее существенные
особенности некоторых ОКГ, нашедших наибольшее применение.

Прежде всего следует отметить, что энергетические диаграммы
редкоземельных ионов, используемых в кйестве активаторов
в поинЫх кристаллах, несколько отличаются от диаграммы хрома
в -корунде. Их энергетические уровни претерпевают меньшее
расщепление, и поэтому в ряде случаев полосы поглощения на ча- •
йоте накачки значительно уже. Для расширения полосы поглоще-
ния применяют иногда сенсибилизацию матрицы — вводят допол-
нительно аТомы хрома.

Рабочие переходы, за редким  исключением, соответствуют
длинам волн в диапазоне 1—2,6 мкм.

Использование в качестве матрицы стекол позволяет сущест- э
венно увеличить размеры активного элемента: длину—-до 1 Жу
Ж диаметр—До б см. Стеклянные элементы Обычно используютсяг
й ОКЙ генерирующих световые импудьсы большой энергии
,(10<Жйяс при длительности импульса, равной долям секунды).
В непрерывном режиме из-за плохой термостойкости стеклянные
элементы обычно не применяют, ёа исключением неодимового стек-
ла, НД котором получена генерация с длиной волны 1,067 .мкл*,
мощностью 10 вт, при мощности-накачки 900 нт.

Наиболее удобен, в непрерывном режиме лазер на флюорите
кальция с примесью диспрозия (Dy). Нижний уровень рабочего

Перехода отделен от основного ]
зазором. Поэтому при рабочей
температуре 77° К его населен-
ность практически равна нулю.
Это позволяет получить нужное
число активных частиц при очень
низкой мощности накачки, рав-
ной 15 вт.

В 'большинстве твердотельных
ЮКГ мощность излучения равна
v,5— 1 вт; в лазерах на иттриевых
гранатах она достигает 10—15вт.

Режим модулированной доб-
ротности используется в ряде
применений ОК Г, требующих ко-
ротких (микро- и наносекунд-
ных) импульсов излучения боль-
Хиой мощности. Применение та-

большим энергетическим

Рис, 9-17,. Режим модулированной
добротности.

них импульсов позволяет, например, существенно повысить разре-
шающую способность радиолокационных систем при сохранении
дальности действия.

Сущность метода модулированной добротности заключаете»
в том, что с помощью специальных устройств—оптических зотй
воров—достигается значительное превышение временй иакоплф'
ния активных частиц на верхнем рабочем уровне (при отсутствии
генерации) над временем излучения. Иначе говоря* запас энергии
в виде активный частиц накапливается в течение относительно
длительного времени импульса накачки и в течение этого ^времени
почти не расходуется,- так как цепь обратной связи в «генераторе
разомкнута. Эта Цепь замыкается лишь на короткий промежуток
Времени, при котором развивается мощный импульс излучения.
- Примерные кривые изменения числа активных частиц и интен-
сивности излучения в обычном импульсном режиме и режиме моду-
лированной добротности показаны на рис.9-17. В отсутствие им-
пульса Ря накачка число активных частиц отрицательно, так как
населенность нижнего уровня рабочего перехода больше. В момент
начала импульса накачки начинается заселение верхнего рабочего,
уровня. Скорость этого процесса, измеряемая tg угла наклона«
кршЗаэй A'V (t), медленно монотонно убывает вплоть до момента до-’»
стиЖСЙия уровня AW=A^oP. В этот момент в обычном импульсном

14—99

- '2f».
режиме возникает генерация и скорость увеличения числа активных
частиц резко уменьшается, так как возникают индуцированные
переходы частиц на нижний рабочий уровень. Далее должно было
бы установиться динамическое равновесие процессов заселения
и опустошения верхнего рабочего уровня и кривая Д# (t) должна
была бы пойти параллельно оси t. Вследствие эффекта пичков,
описанного выше, число активных частиц почти периодически ме-
няется. Поскольку мощность генерации в грубой оценке пропор-
циональна числу активных’частиц, кривая интенсивности излуче-
ния /(/) повторяет характер зависимости

Из анализа работы автогенераторов известно, что повышение
мощности генерации не может быть достигнуто простым увеличе-
нием мощности источника питания. Предельная мощность генера-
ции обычно определяется нелинейностью характеристики активно-
го элемента (лампы, транзистора) или цепи обратной связи. В этом
смысле оптический квантовый генератор ничем не отличается от
обычного. Увеличивая мощность импульса накачки, нельзя добить-
ся беспредельного увеличения мощности излучения, так как воз-
растанию числа активных частиц до предельной величины (все-
ионы Сг находятся на верхнем рабочем уровне) препятствует
быстроразвивающийся параллельный процесс индуцированных
переходов атомов вниз. Этими причинами и определяется во мно-
гом уровень мощности генерируемого импульса.

Иная картина получается в режиме кратковременного вклю-
чения цепи обратной связи, которая в ОКГ, как известно, осуще-
ствляется с помощью оптического резонатора. Допустим, что в мо-
мент включения импульса накачки и далее цепь обратной связи
разомкнута хотя бы путем поворота одного из зеркал на некото-
рый угол (наиболее удобные методы разрыва этой цепи мы рас-
смотрим ниже). В этом случае генерация при условии ДЛ^ДМюр
не возникает и закон заселения верхнего рабочего уровня харак-
теризуется кривой	(рис. 9-17). Некоторое уменьшение

скорости процесса заселения с ростом числа частип объясняется
слабыми спонтанными переходами. К моменту £вкл — включения
цепи обратной связи процесс заселения верхнего уровня должен
быть закончен. Число активных частиц ДУ' к этому времени
значительно превосходит пороговую величину дМк»

При включении обратной связи за время порядка 10—9 сек раз-
вивается очень короткий импульс излучения длительностью по-
рядка 10“7—IO-8 сек [кривая /'(«>]. При использовании-кристал-
ла рубина длиной 20 см и диаметром 1,5 см мощность в импульсе
достигает 100 квт.

Такие импульсы в литературе иногда называют гигантскими.

Следует отметить, что при переходе лазера из обычного им-
пульсного режима в режим модулированной добротности энергия
излучения не увеличивается, а даже несколько снижается за счет
увеличения потерь в резонаторе; возрастание мощности в импуль-
се связано с использованием накопленной энергии частиц за очень
короткий промежуток времени.
Задача быстрого включения и выключения цепи обратной связи
может быть решена различными путями, многие из которых связа-
ны с'механическим перемещением оптических элементов и поэтому
характеризуются временем включения и выключения твкл > 10~7ч-
4-10~в сек. В качестве примера механической системы можно при-
вести устройство оптического резонатора, в котором одна из отра-
жающих поверхностей выполнена в виде призмы, вращающейся
вокруг своей оси (рис. 9-18). Единственное положение призмы, со-

Рис. 9-18. Оптический затвор с вра-
щающейся призмой.

в—обратная связь включена; б —обратная

связь выключена

I

"В-

Рис. 9-19. Электрооптический затвор.

I—рубин; 2 —зеркала; 3 — ячейка Керре:
4 — поляроид.

ответствующее включенной цепи обратной связи, показано на рис.
9-18, а.

Значительно большим быстродействием (ТвкдягЮ-8 сек) от-
личается электрический метод размыкания цепи с помощью ячеек
Керра и Поккельса.

Ячейка Керра представляет собой стеклянный сосуд, обычно
в форме параллелепипеда, заполненный нитробензолом и поме-
щенный между обкладками конденсатора. Нитробензол, поме-
щенный в электрическое поле, обладает способностью изменять
направление вектора поляризации Р электромагнитного излучения,
причем угол поворота вектора Р при определенной длине кюветы
зависит от величины напряженности электрического поля.

В оптическом резонаторе с внешними зеркалами (рис. 9-19)
между одним из зеркал и кристаллом рубина помещены ячейка
Керра и поляроид—пластина, пропускающая свет только опре-
деленной поляризации. Пусть при выключенном напряжении 1/на
ячейке Керра вектор поляризации излучения рубина перпендику-
лярен направлению вектора поляризации, пропускаемой поляро-
идом. В этом случае луч не попадает на левое зеркало и цепь об-
ратной связи разорвана.

Можно подобрать такую величину напряжения V, чтобы при
включении конденсатора ячейка Керра- поворачивала бы вектор
поляризации луча на 90°. Тогда при замыкании ключа К цепь об-
ратной связи мгновенно замкнется, так как вектор поляризации
луча рубина совпадет с направлением вектора поляроида в про-
пускном направлении.

В ячейке Поккельса, обладающей, подобно ячейке Керра, спо-
собностью изменять направление вектора поляризации, использу-

14*

211
•^Ttg для. &той -цепй анизотропные кристаллы, •помешенные £ маг-
нитное поле.	.

Электрооптические 'затворы обладают весьма серьезным недо-
статком, тдк как ячейки вносят в резонатор весьма существенные
йотерщ В качестве затворов используют также насыщающиеся
фильтры в виде кювет с растворами, оптические свойства которых
меняются в зависимости от интенсивности облучения. В любом
случае оптические затворы вносят в резонатор некоторые потери,
величина которых переменйа, и таким образом изменяют доброт-
ность резонатора. Отсюда и название режима с Модулированной
или переменной добротностью.

&-4. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ

Определение. Полупроводниковыми лазерами называют опти-
ческие квантовые генераторы, активные элементы которых изго-
тавливают из полупроводниковых материалов.

- Особенности полупроводниковых ОКГ обусловлены прежде
всего физическими свойствами самих полупроводников. В боль-
шинстве случаев индуцированное излучение в полупроводниках
связано с переходами через запрещенную зону, величина которой
для различных полупроводников и полупроводниковых соедине-
ний меняется в широких пределах: от тысячных долей до единиц
эв. Таким образом, ОКГ на полупроводниковых материалах могут
быть использованы, по крайней мере теоретически, для генерации
колебаний в очень широком диапазоне: от ультрафиолетовых до
миллиметровых волн.

Не менее важная особенность полупроводниковых ОКГ заклю-
чается в их очень высоком к. п. д., достигающем величины 70—
80%.

Кроме того, полупроводниковые лазеры отличаются меньшими
габаритами по сравнению с газовыми и твердотельными ОКГ, а
также возможностью управления частотой излучения.

Материалы. В полупроводниковых ОКГ, как правило, не ис-
пользуются такие широко распространенные полупроводниковые
материалы, как германий и кремний. Это объясняется их специ-
фическим строением, при котором рекомбинационные переходы
частиц через запрещенную эону сопровождаются в основном из-
лучением фононов (безызлучательные переходы). Более подроби
но это’-обстоятельство будет рассмотрено ниже

В качестве лазерных материалов используются полупроводни-
ковые соединения AniBv (элементов 3-й и б-й групп периодиче-
ской системы), AKBVI (элементов 2-й и 6-й трупп),	а так-

же бинарные соединения, например, элемента 5-й группы со
смесью двух элементов 3-й группы. Наибольшее применение нахо-
дят такие соединения Am Bv, как аятимониды индия и галлия
(InSb, GaSb), арсениды этих же элементов (InAs и GaAs), а так-
же фосфид индия (1пР). Длины волн излучения на этих материа-
лах равны соответственно: 4,9; 1,53; 3,0; 0,82—0,9 и 0,9 мкм.

ж
(СрЙЙ&'йедЙйёВнй Ап В*! чаще других используется сульфида
н сей^нйдаг каДмяя и цинка (CdS, ZnS, CdSe, ZnSe). На этих ма-
териалах получено излучение на волнах 0,48—0,79; 0,33; 0,61;
0,45 дйые соответственно.

Пвй использовании соединений на основе свинца (AIV BVI>
PfoS* ₽ЬТе, PbSe возникает генерация на волнах 4,3; 6,4 и 8,5 мкм.

Й, наконец, известны лазеры на бинарных соединениях
CaAsi-iPa: (1=0,71 мкм)-, IruCai-aAs (1=2,07 и 1,77 мкм);
InPsAsi-jc (1=1,6 мкм) и др.

Физические основы. Излучение полупроводниками электромаг-
нитных колебаний оптического диапазона является результатом
рекомбинационных процессов носителей тока: электронов и дырок.
Рекомбинация этих частиц сопровождается выделением энергии,
равной по величине разности их энергетических состояний. В ряде
случаев, в зависимости от строения полупроводника и состояний
носителей тока, эта энергия может выделиться в виде фотона.
Процессы рекомбинации, приводящие к излучению фотонов, изу-
чены далеко не полно. В частности, излучение может наблюдать-
ся при процессах рекомбинации, связанных с переходами электро-
j нов: из зоны проводимости в валентную зону или на локальный,
уровень акцепторов; с локального уровйя доноров в валентную'
зону; между локальными уровнями доноров и акцепторов; из эк-
ситонного состояния в валентную зону или на уровни примесей'
и др.

Однако далеко не всегда эти рекомбинационные процессы при-
водят к излучению фотонов. Рассмотрим эти вопросы бойее по--
дробно.

Концентрация свободных частиц. Как известно из физики и из
курса «Электронные приборы», концентрации свободных элек-
тронов и дырок в химически чистом полупроводнике при ком-
натных температурах невелики. Лишь небольшая часть валент-'.
ных электронов с энергией, близкой к потолку валентной Эоны/;
разрывая валентные связи, переходит в зону проводимости на.’
уровни, лежащие вблизи ее дна. На рис. 9-20 рядом с энергетиче-
ской диаграммой показана функция Ферми F(E)==dN/dZ плотности ,
заполнения состояний частицами, а также функция Ф(Е) —dNIdE—
распределения частиц по энергиям. Как видно из функции F{E)K
вероятность замещения состояний у дна зоны проводимости значи-
тельно меньше 1/2 (напомним, что уровень Ферми отделяет состоя-
ния с вероятностью заполнения 0<1Г<1/2 от состояний'с вероят-
ностью 1/2<1Р<1). У потолка валентной зоны картина иная:
здесь вероятность обнаружить освободившиеся состояния весьма
мала.

: Заполнение состояний частицами иллюстрируется также функ-
цией Ф(Е), где жирными кривыми показаны функции распределе-
ния состояний по энергиям. У дна зоны проводимости и у потолка,
валентной зоны число возможных состояний стремится к нулю.-
Кривые, ограничивающие заштрихованные площади,.отделяют за-
нятые, состояния от свободных (незаштрихованные площади).
Концентрации электронов в эоне проводимости и дырок в ва-
лентной зоне невелики, в силу чего их распределение по энергиям
описывается законами классической статистики (кривая, очерчи-
вающая заштрихованную область в зоне проводимости, представ-
ляет собой максвелловский закон распределения частив, по энерги-
ям). С точки зрения квантовой статистики функции Ф(Е) вследст-
вие малой концентрации и относительно высокой температуры
(?«300сК) существенно размыты. При Т -> 0 заполненные состоя-
ния должны быть отделены рт свободных состояний прямыми, па-
раллельнымн оси Ф, как это показало на рис. 9-20, в.

Рис. 9-20. Зонная диаграмма
и функция распределения частиц
в собственном полупроводнике.

Рис. 9-21. Зависимости £=)(р) для
полупроводников

Равновесная концентрация свободных электронов и дырок при
дайной температуре характеризуется динамическим равновесием
процессов генерации пар зарядов и их рекомбинации.

Рекомбинация. Поскольку концентрации свободных электронов
и дырок, как это уже было сказано, невелики, при рассмотрении
характеристик их движения у дна зоны проводимости и потолка
валентной зоны соответственно можно пока что пользоваться по-
нятием обычной, а не эффективной массы, считая m'=m’f)=m.
Это означает, что электроны и дырки можно рассматривать как
квазисвободные частицы, не учитывая, что они движутся внутри
кристаллической структуры.

Как известно, энергия частицы связана с ее импульсом простым
соотношением

(9-10)

Кривые, отображающие зависимость (9-10), для некоторых слу-
чаев строения энергетических зон полупроводников показаны на
рис. 9-21. Случай, показанный на рис. 9-21, о, характерен для та-
ких полупроводниковых материалов, как кремний и германий; осо-
бенность его заключается в том, что энергетические экстремумы
для электронов и дырок соответствуют разным значениям импуль-
са р. Поскольку свободные электроны находятся лишь вблизи дна
зоны проводимости, а дырки —у потолка валентной зоны, то на-
иболее вероятны рекомбинационные переходы, подобные показан-
ному на рисунке стрелкой. При таком переходе в рекомбинации
участвуют электрон и дырка, импульсы которых отличаются на ве-
личину Др.

В силу выполнения законов сохранения энергии и импульса
в процессе рекомбинации на таком переходе должен выделиться,
во-первых, квант энергии величиной ДЕВ—разности энергий элект-
рона и дырки и, во-вторых, должно быть выполнено условие

Pe-Pa+k.	(9-11)

где ре и рд—импульсы электрона и дырки соответственно, a k—
=Др—импульс, который должен быть унесен какой-либо выде-
лившейся частицей.

Фотон не может удовлетворить этим условиям, поскольку его
импульс имеет ничтожно малую величину. При подобных перехо-
дах эйергия выделяется в виде кванта колебаний кристаллической
решетки—фонона, который, двигаясь со скоростью, примерно рав-
ной скорости звука, в 105 раз меньшей скорости фотона, может
обладать достаточно большим импульсом. Такие переходы называ-
ют непрямыми. Вероятность непрямого перехода ограничивается
возможностью восприятия кристаллической решеткой выделивше-
гося фонона. Условия для этого существуют далеко не всегда, и поэ-
тому вероятность встречи электрона с дыркой выше вероятности их
рекомбинации. Следует отметить что при непрямом переходе воз-
можно, вообще говоря, одновременное выделение фонона с боль-
шим импульсом и относительно малой энергией и фотона с энерги-
ей, равной разности между величиной ДЕа и энергией фонона.
В большинстве случаев, однако, непрямые переходы — безызлуча-L
тельные и не сопровождаются лучистым излучением.

Диаграмма, изображенная на рис. 9-21, б, характерна для таких
полупроводниковых соединений, как Ga As, InSb и др. Как видно
из рисунка, в этом случае наиболее вероятны рекомбинации частиц
с импульсами примерно одинаковой величины. При рекомбина-
ции таких частиц энергия выделяется в виде фотонов с частотой
viv^E3fh. Такие переходы называются прямыми.

Разработанные в настоящее время лазеры построены на полу-
проводниках с прямыми переходами, хотя в принципе для этого
могут быть использованы и вещества с непрямыми переходами.

Инверсия населенностей. Если Полупроводник, характеризую-
щийся преимущественными прямыми переходами, но с обычной
концентрацией частиц в зонах (рис. 9-20) облучить потоком фото-
нов малой плотности с частотой v >- AE3fh, то будет наблюдаться
поглощение облучающей энергии. Это и понятно, так как число
свободных электронов значительно меньше числа свободных со-
стояний в зоне проводимости, а число электронов в валентной зоне
. значительно превосходит число дырок. Поэтому процесс генерации
пар зарядов будет преобладать над процессом рекомбинации час-
"йод se толька в начальный момент, НО и в условиях нового дина-
мического равновесия, соответствующего несколько более высокой
концентрации свободных частиц.

Картина изменится, если интенсивность облучения. будет на-
столько высока, что число свободных электронов в зоне проводи-
мости превысит там число свободных состояний; соответственно
в валентной зоне число дырок будет больше числа валентных

электронов.

В этом случае на переходе зона проводимости — валентная зо-

?на (или просто, как говорят, вона — зона) создается инверсная на-

Рнс. 9-22. Зонйая диаграм-
ма и функция распределе-
ния частиц в вырожденном
тюлупроводнике.

селенность частиц. Вероятность индуци-
рованных переходов вниз будет больше
вероятности переходов вверх.

На энергетической зонной диаграмме
это состояние может быть характеризо-
вано расположением квазиуровней Фер-
ми выше дна зоны проводимости и ниже
потолка валентной зоны (рис. 9-?2).

Это означает, что вероятность запол-
нения состояний, лежащих в зоне прово-
димости ниже уровня Ефе, больше 1/2 и

соответственно вероятность заполнения
состояний выше уровня £ф.д в валентной
зоне меньше 1/2. Это легко видеть при
сравнении площадей заштрихованных и
чистых фигур, лежащих ниже и вы-

ше ЕфЛ.

Подобное расположение уровня Ферми характерно, как изве-

стно, для полупроводников с очень высокой концентрацией приме-
сей — вырожденных полупроводников.

Таким образом, условие инверсной населенности можно запи-

сать в виде

> АЕ3.

(9-12).

Если полупроводник, для которого выполняется это условие,
облучить потоком фотоиов с энергией &Ee<ftv<£$e—Еф.д, то бу-
дет наблюдаться преобладающее индуцироранное излучение.

 Описанный выше процесс представляет собой по сути дела опти- ’
ческую накачку. С помощью этого метода впервые был получен*
лазерный эффект на кристалле CaAs, облученном светом рубино-
вого лазера (ширина запрещенной зоны CaAs Д£ва*1,43 эв, а энер-.
гия фотона, излученного рубином, hvtn 1,5 эа). Для создания ий~
версией населенности потребовалась удельная мощность, равная*
примерно 400 квт/см.

Метод оптической накачки полупроводниковых лазеров н$ ,по-
лучил практического применения, так как источниками сигяала
накачки могут служить пока что только другие лазеры. *'

' Наиболее широко используемые методы инверсии населенностей;
электродное возбуждение й инжекцию носителей тока на р-п пере-
воде мн рассмотрим на конкретных приборах.

ЛйЗер с электронным возбуждением. Устройство такого лазе-

ра схематически показано на рис. 9-23. Кристалл полупроводника

укрепляется на хладопроводе криостата и, в зависимости от типа
полупроводника, находится при температуре жидкого гелия (4,2 °К)
или Жидкого азота (77®К). Его поверхность бомбардируется пото-
ком быстролетящих электронов, формируемым электронной пуш-
кой. Энергия электронов имеет величину
luMp'*1* порядка 20—50 кэв. Проникая в крис-
IeIIUt талл полупроводника на глубину поряд-
(Е =3J ка 0,01—0,1 мм, быстрые электроны
щряте возбуждают связанные электроны ва-
2	лентной зоны, которые переходят в зону

проводимости. Для генерации пары за-

Рис. 9-24. Устройство инжекционного'
лазера.

I — р-слоВ; 2—л-слой: 8 — р-л-щреход;
4 — отражающая поверхность: 5 —выводы.

Рис. 9-23. Полупроводниковый
лазер с электронным возбуж-

дением.

I — сосуд Дьюара; 2 — кристалл
полупроводника; 3 — электронная
пушка: 4 — электронный луч.

затратить энергию, превышающую примерно в 3 раза величину*
ДЕЭ. Вновь родившийся свободный электрон, если он обладает ну-
жной энергией, может вызвать новый акт генерации пары зарядов
и т. д. Таким образом, процесс нарастает лавинообразно. Нетрудно-
подсчитать, зная величину ДЕ3, что первичный электрон с энергией
20 кэв может образовать несколько тысяч новых электронов

Согласно закону сохранения импульса свободные электроны
попадают в результате возбуждения на уровни, довольно далеко
отстоящие от дна зоны проводимости. В результате последующего-
движения н взаимодействия с решеткой электрон теряет часть сво-
ей энергии, импульс его уменьшается и он переходит на один ив
уровней вблизи дна зоны проводимости.

При достаточной энергии первичных электронов и плотности*
электронного потока в полупроводнике создается инверсная и асе»?
ленность — выполняется условие (9-12).

 'Оптический резонатор образуется двумя боковыми пбверхщз»-
стями кристалла полупроводника, которые делают строго пйр#Л-
лельными, а затем шлифуют и полируют. Через эти поверхности
я происходит излучение лазера.

Лазер на GaAs при температуре жидкого гелия возбуждался во
избежание перегрева кристалла импульсным электронным потоком
с длительностью импульса 10~* сек, частотой повторения 50 гц
и энергией электронов 50 кэв. Плотность тока в импульсе 2-
8 а^см1; к. п. д. лазера 4%.

Разработаны также лазеры с электронным возбуждением на
кристаллах GaSb, InAs, InSb, GaAsi^Px и др.

Инжекционный лазер (лазер на р-п переходе). Устройство
такого лазера весьма просто (рис. 9-24). К металлической пластине
припаян кристалл полупроводника. Чаще всего в инжекционных

Млавть
перехода I

Рис. S-25. Энергетическая диа-
грамма р-п перехода для вырож-
денных полупроводников.



лазерах в качестве активного ве-
щества используется арсеяид
галлия (GaAs). Электронно-ды-
рочный переход образуется ме-
тодом диффузии в пластину
GaAs n-типа атомов Zn (акцеп-
торных атомов). Концентрации
свободных носителей как в р-,
так и в n-области весьма высоки
(Л'пжРрЛЛО19 см-3), и, следова-

тельно, р-п переход создается на
границе вырожденных полупро-
водников.

Внешняя поверхность р-слоя
металлизируется и к ней, как и к

металлической пластине—основанию, привариваются контактные
выводы. Кристалл полупроводника с линейными размерами поряд-
ка десятых долей миллиметра имеет форму неправильной усечен-
ной четырехгранной пирамиды. Две боковые грани строго парал-
лельны, их поверхности отполированы. Во избежание оптического
резонанса между двумя другими гранями они скошены под углом
к основанию, а поверхности их оставлены необработанными.

На грани, образующие оптический резонатор, обычно не наносят
никакого покрытия для увеличения коэффициента отражения. В по-
лупроводниках коэффициент усиления на единицу длины во много
раз больше, чем в газовых и твердотельных лазерах, и поэтому ве-
личина коэффициента отражения ( '—35%) на границе полупро-
водника с воздухом оказывается достаточной.

Инверсная населенность образуется вблизи р-п перехода при
подаче на него внешнего напряжения U в прямом направлении
(рис. 9-25). В результате уменьшения потенциального барьера под
воздействием внешней разности потенциалов развивается процесс
инжекции основных носителей, глубина проникновения которых
ограничивается областью, примыкающей к переходу. В этой облас-
ти вследствие большой концентрации разноименно заряженных
частиц и происходит основная масса актов рекомбинации с выделе-
нием фотонов, частота которых v^t&E3lh.
Интенсивность актов рекомбинации и, следовательно, излучения
естественно зависит от величины тока, текущего через р-п переход.
Генерация возникает при величинах токов, превышающих порого-
вое значение.

Основные параметры и характеристики инжекционного лазера
на GaAs сводятся к следующему. Обычно лазер работает в им-
пульсном режиме; накачка производится импульсами тока длитель-
ностью 10~6—10~4 сек с частотой повторения до 105 гц.. Пороговые
значения тока зависят от температуры активного вещества. При
7=4,2 °К плотность порогового тока равна сотням а/см? при об-
щем токе в несколько ампер, так как площадь р-п перехода равна
примерно 1 мм2. При температуре жидкого азота плотность тока
возрастает до 105о/сл<2, а при комнатной температуре эта величина
в несколько раз больше.

В непрерывном режиме для работы лазера при Г«/2°К требу-
ется плотность тока до 102 а) см2. При комнатных температу-
рах непрерывный режим в инжекционных лазерах требует для его
осуществления больших плотностей тока, ведущих к недопустимому
перегреву кристалла. Длина волны излучения лазера на GaAs ле-
жит в пределах Ляь 0,82-5-0,9 мкм. Ширина линии довольно мала
(при 7,=0,84 мкм • 1СН мкм). При токах накачки, незначи-
тельно превышающих пороговую величину, лазер излучает колеба-
ния одного типа (одномодовый режим); с увеличением тока появ-
ляется излучение колебаний других типов.

Углы расхождения луча инжекционного лазера весьма целики:
до 1° в плоскости, перпендикулярной плоскости р-п перехода, и до
6—7° в параллельной плоскости. Это объясняется относительно
большими размерами излучающей «щели»-—области р-п перехода
на поверхности кристалла (толщина излучающей области вблизи
р-п перехода равна примерно 10 мкм).

"В импульсном режиме получено излучение мощностью до 100 вт
при длительностях импульса порядка КУ*8 и 10-6 сек при комнатной
и при температуре жидкого азота соответственно. В непрерывном
режиме мощность при гелиевых.температурах достигает 10 вт.

Коэффициент полезного действия инжекционного лазера на
GaAs достигает 70%, что объясняется использованием процесса не-
посредственного преобразования электрической энергии в световую.

Параметры лазера существенно зависят от температуры. С по-
вышением температуры значительно возрастает величина порого-
вого тока, а также меняется длина волны генерируемого света и его
спектральный состав. Последнее обстоятельство объясняется из-
менением показателя преломления полупроводника, а также умень-
шением ширины запрещенной зоны. Так, в лазере на-GaAs длина
волны при /7°К равна 0,84 мкм, а при комнатной температуре
1«0,9 мкм.

Лазеры, работающие на принципе инжекции носителей в р-п
переходе, созданы не только на GaAs, но и на других полупровод-
никах/
ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Еще 10—12 лет тому назад в электронике СВЧ, охватывающей диапазон
электромагнитных колебаний с частотами <?т 300 мгц м — дециметровые
волны) до 3000 Ггц (К=О,1 мм — субмнллиыетровые волны), использовались
практически только электровакуумные СВЧ приборы: диоды и триоды, отража-
тельные и усилительные клистроны, магнетроны, ЛБВ и ЛОВ типов О и М.
Исключение составляли, пожалуй, только смесительные полупроводниковые дио-
ды, прочно вошедшие в практику радиоприемной и измерительной СВЧ техники
еще в конце сороковых годов.

За последнее десятилетие семейство приборов диапазона сверхвысоких час-
тот значительно пополнилось квантовыми усилителями и большой группой новых
полупроводниковых приборов: туннельными диодами, варакторами, p-i-n диода-
ми, лавинно-пролетными диодами, диодами Ганна, диодами к транзисторами
с барьером Шоттки и др.

Появился в литературе ряд сообщений о создании лабораторных макетов
плазменных усилителей и генераторов, в которых используется взаимодействие
электронного потока с плазмой.

Изобретение к стремительное развитие квантовых приборов обусловило ос-
воение радиоэлектроникой нового, оптического диапазона электромагнитных ко-
лебаний с частотами от 3000 Ггц (Л=0,1 мм — инфракрасные волны) до
3-107 Ггц (Х=О,01 мкм — ультрафиолетовые волны). О важности этого диапазо-
на с точки зрения повышения информационной емкости линий связи, увеличения
точности систем радиовизироваиия, их помехозащищенности и др. уже говори-
лось в гл. 7.

Таким образом, вв последние 10 йет в электронике сверхвысоких частот на-
ряду с электровакуумными СВЧ приборами прочное место завоевали полупро-
водниковые и квантовые приборы. Верхняя частотная граница использования
электромагнитных колебаний в радиоэлектронике отодвинулось еще дальше ОТ
миллиметровых до ультрафиолетовых волн. Уже сейчас трудно отделить электро-
нику СВЧ, базировавшуюся ранее почти исключительно на электровакуумных
приборах. От полупроводниковой электроники. Электроника СВЧ становится во
многом полупроводниковой, е полупроводниковая электроника, еще недавно ис-
ключительно низкочастотная, прочно завоевывает диапазоны сверхвысоких
и оптических частот. Не менее трудно провести в настоящее время границу меж-
ду электроникой СВЧ и квантовой электроникой. Квантовые парамагнитные уси-
. летели с успехом конкурируют по ряду параметров с «классическими» электрон-
1 ными СВЧ усилителями на лампах бегущей волны. В ряде работ получает раз-
витие квантовое рассмотрение взаимодействия электронного потока с электро-
магнитными полями вблизи замедляющих или резонансных систем, в результате
которого возникает квазииндуцированное излучение. По-вадимому, в ближайшие
годы связь между электроникой СВЧ, полупроводниковой и квантовой электро1
никой будет еще более расширяться и углубляться.

Однако наряду с рождением и развитием новых направлений электроники
СВЧ совершенствовались и развивались «классические»' электронные СВЧ при-
боры. Работы, в этом направлении характеризовались стремлением улучшить ос-
новные параметры приборов: повысить мощность колебаний в генераторных при-
борах и коэффициент усиления в приборах усилительного типа, увеличить их
к. Л. д-, снизить уровень собственных шумов, расширить диапазон рабочих час-
тот и т. д.

Так, например, в последнее время вышли из стадии лабораторных разрабо-
ток усилительные клистроны с распределенным взаимодействием (твистроны).
В этих приборах для группирования электронного потока используют рад 'обыч-
ных объемных резонаторов. Процесс передачи энергии от электронов подо осу-
ществляется в выходных каскадах, выполненных в виде отрезков замедляющих
систем. Такое сочетание узкополосных колебательных систем с замдДлякмцей
структурой позволило повысить эффективность взаимодействия электронного по-
fctea с электромагнитным полем и расширить полосу рабочих частот. Твистроны
используются в качестве мощных усилителей, обеспечивающих па выходе мощ-
ность импульсе до нескольких десятков мегаватт прн ширине полосы частот,
превышающей полосу частот усилительных клистронов и ЛБВ.

Дальнейшее развитие получили и многорезонаторные магнетроны. В послед-
ние годы начинают применяться разновидности этих приборов: коаксиальные
магнетроны, обращенные коаксиальные магнетроны н нкготроны. В коаксиальном
магнетроне обычный анодный блок многорезонаторного магнетроне помещен в
цилиндр большего диаметра. Пространство, ограниченное внешней поверхностью
анодного блока, внутренней поверхностью цилиндра и торцевыми дисками, обра-
зует коаксиальный резонатор. Один нз торцевых дисков может перемещаться по
осн прибора и, изменяя объем резонатора, настраивать его на рабочую длину
' волны. В теле анодного блока магнетрона, между его резонаторами, прорезаны
щели, через которые обеспечивается связь между пространством взаимодействия
магнетрона и коаксиальным резонатором. Использование внешнего коаксиаль-
ного резонатора позволяет повысить стабильность частоты колебаний и улучшить
отделение л-колебаиий от колебаний других видов.

В обращенном магнетроне анодный блок как бы вывернут наизнанку. В мед-
ном цилиндре высверлено внутреннее отверстие большого диаметра, служащее
стабилизирующим цилиндрическим резонатором. На внешней поверхности ЭТОГО
цилиндра расположены резонаторы щелями наружу., В полостях объемных резо-
наторов также прорезаны узкие щели, обеспечивающие связь между резонато-
рами и внутренним объемом цилиндрического резонатора. Анодный блок поме-
щается в соосный с еим цилиндр большего диаметра. Внутренняя поверхность
этого цилиндра служит катодом. Таким образом, 'пространство взаимодействия
образуется между внутренней поверхностью введшего' цилиндра (катодом) и
внешней поверхностью анодного блока, на которой расположены резонаторы маг-
нетрона. Такая конструкция позволяет увеличить мощность колебаний за счет
большей эффективной поверхности катода и повысить стабильность частоты.

Представляют определенный интерес появившиеся в последние годы моди-
фикации ЛБВ типа М,, в которых холодный катод или его часть «(пользуется
как зыиттарующий катод. Такие приборы, получившие наименование Дематронов
и бидематронов, отличаются повышенной выходной мощностью, более высоким
к. п. д. и широкой полосой пропускания.

Особое место занимают приборы, называемые мазерами циклотронного
резонанса (МЦР). В этих приборах поток ускоренных электронов попадает в
объемный, например в цилиндрический, резонатор, помещенный в продольное
(осевое) постоянное магнитное поле. В результате внутри резонатора электроны
движутся по спиралевидным траекториям параллельно осн цилиндра. Враща-
е&
тельное движение электронов характеризуется циклотронной частотой ыя= —
т
где В — индукция отстоянного магнитного поля. При равенстве циклотронной
частоты частоте электромагнитных колебаний в резонаторе происходит группи-
рование электронов в сгустки, которые затем передают энергию электромагнит-
ному полю. На этом принципе могут быть созданы приборы, являющееся анало-
гами клистронов, ламп бегущей и обратной волны. МЦР — генераторы и усили-
тели — позволяют получать значительные мощности в короткшимдаойой части
СВЧ диапазона и отличаются весьма высоким к, П. Д.	( ’

Перечень приборов, находящихся на границе лабораторных исследований
и практического использования, можно было бы продолжить.

Современный уровень состояния электровакуумных, полупроводниковых
и квантовых СВЧ приборов иллюстрируется табл. I и II, в которых показаны
наибольшая мощность и наименьшая температура шумов для различный приборов
в диапазоне сверхвысоких частот. В графе «диапазон частот» указаны частоты,
которым соответствуют величины мощности или температуры шумов, приведен-
ные в соответствующих графах таблиц. Значения указанных Частот не следует
рассматривать как границы частотного диапазона работы прибора, который во
многих случаях значительно шире. В пределах приведенного в таблицах интерва-
ла частот мощность и температура шумов изменяются, как правило, монотонно.
В тех случаях, когда эти зависимости имеют экстремум, приводятся примерные
вначения экстремальной величины и соответствующей eft частоты.
Данные, приведенные в таблицах, не претендуют на высокую точность: во
многих случаях они . усреднены, так как в литературе часто встречаются разно-
речивые данные, в особенности для максимальных величин мощностей, получен-
ных при исследованиях приборов новых типов.

Как видно из табл. 1, наибольшие мощности (до сотен мегаватт) в импуль- '
се получены на выходе усилительных клистронов, магнетронов и мощных ЛБВ.
В широких диапазонах частот с незначительным изменением выходной мощности
используются магнетроны, лампы бегущей и обратной волны, отражательные,
клистроны.

‘ О значительном развитии полупроводниковой СВЧ электроники свидетель-
ствуют данные о мощностях, полученных в импульсном режиме на выходе гене*
раторов на диодах Ганна и лавинно-пролетных диодах. Значительно продвину-
лись в область сверхвысоких частот (до 7—8 Ггц) транзисторы.

Вполне понятно, что в тех устройствах, где требуется получение очень боль-
ших мощностей, полупроводниковые приборы не могут, в силу своей физической
природы, конкурировать с приборами электровакуумными. Однако иные досто-
инства: малые габариты, высокая надежность, низкий уровень шумов — обеспе-
чивают этим приборам широкое применение в ряде областей электроники СВЧ.

Серьезные успехи достигнуты и в области повышения чувствительности при-
емных устройств СВЧ диапазона. Уровень собственных шумов мазеров н пара-
метрических усилителей, работающих при гелиевых температурах, близок к пре-
делу: температур8 иу»к® этих приборов лишь на несколько градусов превышает
эквивалентную шумовую температуру земной атмосферы.

Таблица I

Нвимеиовгние прибора	Режим работы	Диапазон частот, Ггц	Максимальная ысщ-
Вакуумные триоды	Непрерывный	0,4—11	7*10*—ЗЛО--
Усилительные клистро- ны	Импульсный	0,6—9 '	8-10’—4-10»
То же	Непрерывный	0.3—8	8-10*—10*
Лампы бегущей волны	Импульсный	2—10	10’— 3-10»
То же	Непрерывный	0,3-40	7-10»—3-102
Лампы обратной волны О-ткпа	»	1.S-100	1—1 о-1
Отрицательные клистро- ны	»	3-100	3-IO-’—3-10-’
Многорезонаторкые маг- нетроны	Импульсный	2—100	10’—3-10*
То же	Непрерывный	1—80	9-10’—10
Лампы обратной волны М-типа	»	1—80	7-10’—30
Амплитроны	Импульсный	2-6	7'10*—3-10*
Стабилитроны	»	1—3	10*
Транзисторы	Непрерывный	’ 1—8	4—J0-1
Транзисторы	Импульсный	Г—В	8—6-10—1
Туннельные диоды	Непрерывный	1~*-12	7-10-1—10—»
Варакторы	Умножительный	7—100	10-10-’
Диоды Ганна	Непрерывный	7—50	9-10—1—3-10—2
Продолжение табл. I

Наименование прибора	Режим работы	Диапазон частот. Ггц	Максимальяая МОЩ- НОСТЬ. ВТ
Диоды Ганна	Импульсный	1—90	3-10s—7-ю—1
Лавинно-пролетные дио- ды	»	1—4	10®-3-Ю2
То же	Непрерывный	1,5—3	10—2

	Режим работы	Диапазон частот, Ггц	Максимальная температура шумов, “К
			
Вакуумные триоды		1—10	9-10*—105
Полупроводниковые  СВЧ диоды	В режиме преобразова- ния частоты	1-100	8-IQ8—7-102
Лампы бегущей вол- ны	—	1—100	2-108—8 -10s
Варакторы	В параметрических уси- лителях при 7= =300’К	1—30	70—940*
Варакторы	То же при Т=4,2 “К	1-10	8-20
Квантовые усилители		1-4-10	20-6^50
ЛИТЕРАТУРА

1.	Зингер Дж. Мазеры. М, Изд-во иностр. лит., 1961.

2.	Троуп Г. Квантовые усилители и генераторы. М-, Изд-во иностр, ли*,
1961.

3.	Лазеры. Сб. статей. М., Изд-во иностр, лит., 1963.

4.	Леидьел Б. Лазеры. М., «Мир», 1964.

5.	Ф а й и В. М., Ханин Я- И. Квантовая радиофизика. М.» «Советов*
радио», 1965.

6.	Квантовая оптика и квантовая радиофизика. М., «Мир», 1966.

7.	Сигме н А. Мазеры. М„ «Мир», 1966.

8.	Оптические квантовые генераторы. Сборник статей под ред Ф. В. БунюшЛ
М., «Мир», 1966.

9.	Карпов Н. В., Маненков А. А. Радиофизика, квантовые усилит»
ли. М., ВИНИТИ, 1966.

10.	Микаэлян А. Л., Тер-Микаэлян М. Л., Турков Ю. Г. О го-
тические генераторы на твердом теле. М., «Советское радио», 1967.

11.	Бирнбаум Д Оптические квантовые генераторы. М., «Советское paj
дно», 1907.

12.	Газовые лазеры. Сб. статей. М., «Мир», 1968.

13.	Ищенко Е. Ф.» Клим ко в Ю. М, Оптические квантовые генератор
оы. М., «Советское радио», 1968,

14.	Дьяков В. А. Введение в квантовую электронику. М, «Энергия», 196$

*5. Квантовая электроника. М., «Советская энциклопедия». 1969.
СПИСОК ЗАМЕЧЕННЫХ ОПЕЧАТОК

Стра- ница	Строка	Напечатано	Должно быть
15	1 сверху	амплитудой	амплитудной
24	13 сверху	График	Графики
45	12 сверху	откаченного	откачанного
51	6 сверху	перезарядка	перезаряда
52	Рис. 2-24	G„ 6	Gp GB
53	5 снизу	U,n/2	<'ьЛ
64	23—26 сверху	Поэтому в дальнейшем под величиной будем понимать фазовую ско- рость волны с учетом се взаимодействия с элек- тронами, а под величи пой—фазовую скорость невозмущенной волны	Поэтому в дальнейшем иод величиной о® будем понимать фазовую ско- рость волны с учетом ее взаимодействия с элек- тронами, а под Величи- ной Офо —фазовую ско- рость невозмущенной волны.
97	1 снизу	Отношение Ск/Со в маг- нетронах обычно равно 0,1—0,4.	Отношение С а,к/Са в магнетронах обычно равно 0,1—0,4
104	27 сверху	магнитронах	магнетронах
173	9 снизу	рис. 6 9	рис. 6-8
222	Табл. 1. первый стол бед. 14 строка снизу	Отрицательные	Отражательные

Зак 99